Th`ese
pr´esent´ee pour obtenir le titre de
Docteur de l’Universit´eLouisPasteurdeStrasbourg sp´ecialit´e:Astrophysique
par H´el`ene Roussel
— · — Emission en infrarouge moyen des poussi`eres dans les galaxies spirales : liens avec la formation d’´etoiles et avec la dynamique des galaxies barr´ees — · —
jury compos´ede: Mme Evangelia Athanassoula rapporteurs Mr Olivier Bienaym´e Mr George Helou Mme Agn`es Acker pr´esidente du jury Mr Laurent Vigroux directeurs de th`ese Mr Alain Blanchard
laboratoire d’accueil : Service d’Astrophysique du CEA C.E. Saclay 91191 Gif sur Yvette cedex
Depuis le fameux big bang C¸a tourneca ¸ tourne De l’atomeal’´ ` etoile Alafa¸con d’un big band C¸a tourneca ¸ tourne C¸ a tourne au quart de poil [...] Au dancing des galaxies C¸a tourneca ¸ tourne Oh!labellebouledebal! Il n’y a gu`ere qu’ici Qu’¸ca tourne,ca ¸ tourne C¸ a tourne toujours mal [...]
Claude Nougaro
Merci `a Laurent Vigroux de m’avoir judicieusement fait confiance pour cette th`ese, en me donnant acc`es `a un ensemble de donn´ees d’un int´erˆet inestimable (grˆace au travail de pr´eparation de toute l’´equipe ISOCAM) et, malgr´e ses multiples occupations, d’avoir m´enag´e une petite par- tie de son temps pour me guider et m’aider. Marc Sauvage m´erite ´egalement ma reconnaissance pour avoir ´et´e un co-directeur de th`ese enthousiaste et tr`es p´edagogue. Merci aux membres du jury d’avoir manifest´e de l’int´erˆet pour ma th`ese et d’avoir ´et´eau rendez-vous de la soutenance, malgr´e les emplois du temps tr`es serr´es. Rachida Sadat et Alain Blanchard m’ont les premiers donn´eunavant-goˆut du travail de recherche. Je leur suis redevable de m’avoir pouss´ee `a publier les r´esultats de stage et d’y avoir grandement contribu´e, en continuanta ` travailler avec moi au cours de la th`ese. J’ai aussi b´en´efici´e de l’attention qu’Albert Bosma a port´ee `a mon travail, de sa connaissance approfondie des galaxies et de ses marques d’encouragement. Que Doris Neumann, Ya¨el Fuchs et ses l´egendaires Strudels, le transfuge Thomas Douvion, Elena Belsole, Jean-Paul Mbelek, Pascal Gallais, Fran¸coise Gaulier, Lydie Koch-Miramond, Suzanne Madden, David Landriu, qui m’a accueillie au d´ebut de la th`ese, et d’autres, soient remerci´es de leur amiti´e et de la sympathique atmosph`ere qui les entoure, qui rend le travail tellement plus agr´eable. Je n’oublie pas nos secr´etaires et biblioth´equaire d´evou´ees, Yolande Guillaume, Genevi`eve Thierry, Elisabeth Rainot et Dominique Monvoisin. Je garderai aussi un souvenir ´emu du personnel de s´ecurit´e du CEA et des suaves annonces par haut-parleur tombant d´elicatement du ciel...
Table des mati`eres
I Introduction 1
II La poussi`ere dans les galaxies 3 II.1 Rˆoles de la phase poussi´ereuse 3 II.2 Signatures observationnelles 5 II.2.1 Absorption et rougissement 5 II.2.2 Rayonnement infrarouge 7 II.3 Formation et destruction des grains de poussi`ere 11 II.4 Apports d’IRAS `al’´etude des galaxies spirales normales 12 II.5 Centres galactiques observ´es en infrarouge 15
III Les galaxies spirales barr´ees 17 III.1 Un bref historique 17 III.2 Aspects morphologiques 20 III.3 Dynamique du gaz 23 III.4 Simulations des barres incluant le gaz et la formation d’´etoiles 26 III.5 Importance des barres pour l’´evolution des galaxies isol´ees 28
IV Echantillon de galaxies 31 IV.1 Programmes d’observation 31 IV.2 Publication : Atlas 32 IV.3 Suppl´ement `a l’Atlas publi´e : les galaxies des programmes Sf glx et Irgal 73
V Formation d’´etoiles et rayonnement de la poussi`ere 101 V.1 Morphologie compar´ee en infrarouge moyen et en Hα 101 V.2 Dans les disques 115 V.2.1 Publication 116 V.3 Pr´ecisions sur les cons´equences pour l’infrarouge lointain 133 V.4 Dans les r´egions circumnucl´eaires 135
VI Activit´edeformationd’´etoiles au centre des galaxies barr´ees 145 VI.1 Publication 145 VI.2 Taille et brillance des r´egions centrales 169
VII Conclusions et poursuite envisageable 175
A Traitement des donn´ees et photom´etrie 179
B Publication : Composante baryonique des amas de galaxies 195
C Liste de publications 219
1
Chapitre I Introduction
Le rayonnement infrarouge des galaxies constitue une part essentielle de leur bilan ´energ´etique, contribuant pour environ un tiers dans les galaxies normales, et dominant la puissance bolom´etrique dans certaines galaxies dont l’activit´e de formation stellaire, ou li´ee `a un noyau de Seyfert, est suraliment´ee par des interactions violentes avec d’autres galaxies. Ce fait est suffisant `amotiver l’int´erˆet port´e aux sondages de galaxies r´ealis´es en infrarouge, car les populations s´electionn´ees sont diff´erentes de celles s´electionn´ees par leur ´emission stellaire.
Le contenu en poussi`ere des galaxies est en principe fortement coupl´e`aleur´evolution chim- ique. La poussi`ere existe n´eanmoins en abondance mˆeme dans des galaxies tr`es sous-m´etalliques (Thuan et al. 1999). Les grains se forment dans les ´ejections de masse des ´etoiles ´evolu´ees et croissent dans les nuages mol´eculaires o`u se condensent les nouvelles ´etoiles. Du fait que les grains de poussi`ere absorbent pr´ef´erentiellement les photons de plus courtes longueurs d’onde, ils sont chauff´es efficacement par les ´etoiles les plus massives du voisinage. C’est ce qui per- met d’utiliser l’´emission infrarouge comme indicateur de formation d’´etoiles, en tirant profit du ph´enom`ene d’extinction au lieu d’avoira ` corriger ses effets sur l’´emission stellaire et n´ebulaire. Cependant, en tant que traceur indirect, sa validit´edansdiff´erents types de galaxies ne va pas de soi et doit ˆetre examin´ee soigneusement. Si, dans le cas d’un sursaut de formation d’´etoiles g´en´eralis´e`a l’ensemble de la galaxie, l’int´erˆet d’estimer le taux de formation stellaire par le rayonnement infrarouge fait peu de doute, le cas des galaxies “normales” (ne montrant pas d’activit´etr`es intense, stellaire ou de type Seyfert) est plus probl´ematique. C’est l’un des objets de cette th`ese d’´etudier `a nouveau la question avec, relativement aux observations du satellite IRAS, l’avantage de la r´esolution angulaire et de l’information spectroscopique. Les observa- tions analys´ees ici, r´ealis´ees par la cam´era ISOCAM, couvrent l’infrarouge moyen de 5a18 ` µm, un domaine spectral habituellement associ´e en grande partie aux cirrus dans les galaxies spi- rales normales, c’estadire` ` a des nuages interstellaires diffus chauff´es par un rayonnement peu ´energ´etique, caract´eristique de populations stellaires ´evolu´ees. Nous allons voir comment les nouvelles observations modifient cette vue.
Les galaxies barr´ees, dont c’est l’un des objectifs de cette th`ese d’examiner l’activit´edefor- mation d’´etoiles, ont suscit´e beaucoup d’int´erˆet ces derni`eres ann´ees pour plusieurs raisons. Les simulations num´eriques et les observations ont montr´e qu’une perturbation barr´ee se d´eveloppe tr`es facilement dans les disques galactiques et que la plupart des galaxies spirales de l’univers proche sont effectivement barr´ees ; les galaxies barr´ees ne peuvent donc plus ˆetre consid´er´ees seulement comme une int´eressante curiosit´edynamique.Lar´eponse du milieu interstellairea ` 2 un potentiel gravitationnel barr´e induit une ´evolution lente mais irr´eversible, car le gaz tend `a couler vers le centre. Cela fait qu’une barre est un facteur d’´evolution important pour les galaxies isol´ees ou n’interagissant pas fortement avec leur environnement. L’int´erˆet d’observer leur activit´e de formation d’´etoiles par le biais du rayonnement de la poussi`ere est double : nous ´evitons les effets d’extinction dans les zones de forte densit´e de gaz et de poussi`ere (en partic- ulier dans les zones de choc de la barre, et dans les r´egions circumnucl´eaires), et nous pouvons faire progresser notre compr´ehension de l’excitation des grains de poussi`ere dans les galaxies, de fa¸con g´en´erale. De pr´ecieuses informations ont ´et´eapport´ees par des observations au sol des r´egions centrales de galaxies barr´ees, mais n´ecessairement limit´ees `a des sources tr`es brillantes (Telesco et al. 1993). Par ailleurs, les observations d’IRAS, qui a r´ealis´e un relev´e complet du ciel dans quatre bandes infrarouges, ne permettaient pas d’obtenir une information spatiale sauf dans les galaxies les plus proches. Nous avons ici la possibilit´e d’examiner la morphologie de l’´emission en infrarouge moyen d’un grand nombre de galaxies, de s´eparer spatialement des zones o`u dominent diff´erentes phases de poussi`ere et diff´erents r´egimes d’excitation, et ainsi d’obtenir plus de d´etails concernant les effets de la dynamique barr´ee sur la distribution et l’intensit´ede la formation d’´etoiles.
Cette th`ese comporte deux parties introductives, l’une sur la composante de poussi`ere des galaxies et l’autre sur les aspects morphologiques et dynamiques des galaxies barr´ees, une partie pr´esentant l’´echantillon analys´e et les cartes en infrouge moyen, une partie sur l’estimation des taux de formation d’´etoiles reposant sur l’´emission de la poussi`ere, et une partie sur la comparaison de l’activit´e des galaxies barr´ees et non barr´ees, d´etaillant les propri´et´es des r´egions circumnucl´eaires. Les publications sont incluses `a l’int´erieur des chapitres dans la suite logique du discours, et suivies de r´esultats suppl´ementaires. 3
Chapitre II La poussi`ere dans les galaxies
II.1 Rˆoles de la phase poussi´ereuse
La poussi`ere ne constitue qu’une tr`es petite fraction de la masse visible des galaxies : environ un centi`eme de la masse gazeuse atomique et mol´eculaire, elle-mˆeme de l’ordre d’un dixi`eme de la masse stellaire pour les galaxies spirales. Nous n’allons ´etudier qu’une partie de la population de poussi`eres, celle qui rayonne dans l’infrarouge moyen entre 5 et 18 µm. Dans l’´echantillon ´etudi´e ici, on peut estimer que la puissance ´emise dans la bande 12–18 µm est de l’ordre de 2`a 6% de la puissance infrarouge totale ´emise entre 8 et 1000 µm (en utilisant pour estimer cette derni`ere quantit´e les flux IRAS et la formule de calcul de Sanders & Mirabel 1996). Pour la bande 5–8.5 µm, cette fraction varie de 2a ` 16%. Cependant, les observations en infrarouge moyen permettent de sonder des phases de la poussi`ere diff´erentes de celles qui rayonnent dans l’infrarouge lointain et submillim´etrique (qui constituent l’essentiel de la masse poussi´ereuse), comme nous le verrons plus loin. Malgr´e son caract`ere n´egligeable pour la dynamique des galaxies, la poussi`ere est une composante galactique essentielle et de grand int´erˆet pour plusieurs raisons :
— Elle absorbe et diffuse une partie du rayonnement des ´etoiles et du gaz chaud situ´es en arri`ere-plan, de mani`ere s´elective en fonction de la longueur d’onde. Les photons de plus grande ´energie ´etant pr´ef´erentiellement absorb´es, la distribution spectrale d’´energie ob- serv´ee se trouve modifi´ee de telle sorte que toutes les couleurs sont rougies. L’extinction moyenne le long de la ligne de vis´ee des r´egions HII des disques galactiques est ´elev´ee. Par exemple, van der Hulst et al. (1988) a estim´e l’extinction en direction d’une quarantaine de r´egions HII g´eantes de M51 en comparant les flux de la raie de recombinaison Hα avec une estimation de la composante thermique des flux radioa ` 6 cm (rayonnement de freinage des ´electrons libres). Malgr´e les incertitudes substantielles duesalas´ ` eparation des rayon- nements thermique et synchrotron, les r´esultats indiquent de fa¸con concluante une extinc- tion moyenne en bande V de 1.8 mag, contre environ 1.3 mag par les d´ecr´ements de Balmer (qui tendenta ` sous-estimer l’extinction). L’extinction est de plus localement fortement inhomog`ene, d´ependant de la quantit´e de poussi`ere, de sa composition et de sa distribu- tion g´eom´etrique, toujours complexe et difficileamod´ ` eliser, par rapport aux sources qu’elle att´enue. La poussi`eresetrouveenabondancel`ao`u le gaz est ´egalement le plus dense, dans les nuages mol´eculaires qui apparaissent en optique comme des n´ebulosit´es obscures ; ces nuages ont une structure extrˆemement complexe, fractale sur de nombreux ordres d’´echelle 4
(Falgarone et al. 1991), ce qui implique une forte variation spatiale de l’extinction. Du fait de l’existence de la poussi`ere, notre vue des galaxies est donc d´eform´ee en optique et encore plus dans l’ultraviolet lointain qui est une signature directe des ´etoiles jeunes massives. Les grains de poussi`ere dont la taille est sup´erieure `a la longueur d’onde de la lumi`ere incidente en diffusent ´egalement une partie, et c’est ce ph´enom`ene qui est `a l’origine des n´ebuleuses par r´eflexion.
— Comme la poussi`ere est intimement mˆel´ee au gaz interstellaire, qui est la composante dissi- pative des galaxies – c’est `a dire capable, au contraire des ´etoiles, d’´evacuer par rayonnement son ´energie cin´etique–lapoussi`ere ressent de la mˆeme mani`ere les ondes de densit´e(spi- rales ou barres) et la compression cons´ecutive aux chocs `a grande ´echelle form´es au passage de ces ondes. Les zones de densit´e´elev´ee de gaz mol´eculaire le long des bras spiraux et des barres sont ainsi signal´ees par des bandes de poussi`ere provoquant une absorption tr`es contrast´ee dans les images optiques. Ces bandes de poussi`ere fournissent donc un pr´ecieux traceur indirect de la dynamique des galaxies spirales.
— Des grains de forme allong´ee, en pr´esence d’un champ magn´etique r´egulier, s’alignent dans une direction privil´egi´ee et induisent une polarisation lin´eaire de la lumi`ere, parce que les ondes polaris´ees parall`element `a l’orientation des grains sont plus ´eteintes que celles polaris´ees perpendiculairement. Ainsi,a ` cause de la poussi`ere, observer une direction de polarisation dominante permet de remonter aux lignes de champ magn´etique, qui dans les cas o`u elles sont gel´ees dans le gaz, donnent des indications sur les flots de gaz et la dynamique interne des galaxies.
—L’´energie absorb´ee est r´e´emise dans l’infrarouge `a des longueurs d’onde comprises entre 3 µm et 1 mm selon la nature, la taille et la temp´erature des grains de poussi`ere. Pour des galaxies spirales normales comme celles de l’´echantillon analys´eici,nepr´esentant ni un taux de formation d’´etoiles tr`es ´elev´e ni un noyau de Seyfert tr`es actif, la luminosit´e infrarouge totale est de l’ordre d’un tiers de la luminosit´e stellaire (Soifer & Neugebauer 1991). C’est donc une composante importante du bilan ´energ´etique des galaxies, et ce d’autant plus que l’activit´e, stellaire ou non, augmente : pour les galaxies lumineuses et ultralumineuses en infrarouge, qui connaissent une activit´e intense, c’est l’´emission de la poussi`ere qui domine la luminosit´e bolom´etrique (alors que la puissance ´emise en optique augmente d’un facteur 4, celle ´emise en infrarouge augmente par 3 ordres de grandeur : Sanders & Mirabel 1996).
— Dans les milieux denses, elle forme une protection efficace contre les photons ultraviolets et optiques et permet l’existence de condensations mol´eculaires tr`es froides, qui donneront ´eventuellement naissance `ades´etoiles. L’´evolution chimique et dynamique des nuages mol´eculaires est coupl´ee `acet´ecrantage du rayonnement (de Boisanger & Chi`eze 1991).
— La poussi`ere joue un rˆole de catalyseur dans la chimie du milieu interstellaire : des atomes et des mol´ecules sont adsorb´es `a la surface des grains, o`u ils peuvent ˆetre pi´eg´es ou mi- grer jusqu’`a rencontrer un autre compos´eadsorb´e avec lequel ils r´eagissent avant d’ˆetre lib´er´es. C’est en particulier le m´ecanisme de formation de l’hydrog`ene mol´eculaire. D’autres mol´ecules se forment par photolyse et recombinaison des constituants du manteau de glaces des grains. II. La poussi`ere dans les galaxies 5
— Les grains de poussi`ere participent sans doute de fa¸con efficace au chauffage du gaz in- terstellaire diffus (Watson 1972). L’ionisation des atomes `a la surface des grains par le rayonnement ultraviolet lointain des ´etoiles s’accompagne d’une lib´eration d’´energie sous la forme d’´energie cin´etique des ´electrons ; de plus, la r´eaction de formation de l’hydrog`ene mol´eculaire sur les grains est fortement exothermique, ce qui permet de lib´erer les mol´ecules nouvellement form´ees avec une grande ´energie cin´etique. Le refroidissement du milieu in- terstellaire diffus s’op`ere par collisions entre ´electrons libres et ions, au cours desquelles une partie de l’´energie cin´etique des ´electrons sert `a exciter un niveau de structure fine de l’ion et est ´evacu´ee par rayonnement. d’Hendecourt & L´eger (1987) et Puget & L´eger (1989) ont propos´e que le type de poussi`ere qui domine l’´emission dans l’infrarouge moyen, sous forme de bandes larges (des macro-mol´ecules de structure planaire dans leur mod`ele), four- nissent un chauffage photo-´electrique plus efficace que les grains de poussi`ere classiques, du fait mˆeme de leur structure. Ils ont ´egalement propos´e un test observationnel, qui est la recherche d’une corr´elation entre la puissance rayonn´ee par la raie de [CII]`a 158 µm, qui est un des plus importants agents de refroidissement du milieu interstellaire atomique, et la puissance rayonn´ee dans les bandes en infrarouge moyen, qui est ´egale `a la puissance ab- sorb´ee par la poussi`ere, principalement dans l’ultraviolet. Ce test a ´et´er´ecemment appliqu´e par Helou et al. (2000) avec succ`es.
II.2 Signatures observationnelles
II.2.1 Absorption et rougissement
L’observation d’une ´etoile de type spectral connua ` de nombreuses longueurs d’onde permet de d´eterminer la loi d’extinction sur sa ligne de vis´ee, en comparant la distribution d’´energie observ´ee `a un spectre synth´etique ou au spectre d’une ´etoile peu rougie de type identique. Un param`etre essentiel, qui d´epend de la nature de la poussi`ere (composition chimique et distri- bution en taille), est le rapport de l’extinction absolue dans une bande sur l’extinction relative entre deux bandes, par exemple RV = A(V )/E(B − V ), o`u A(V ) est l’extinction dans la bande VetE(B − V ) l’exc`es de couleur entre les bandes B et V, c’est `adirelerougissement.Dansle milieu interstellaire diffus, RV est de l’ordre de 3.1, tandis que sur les lignes de vis´ee des ´etoiles enfouies dans un nuage dense ou poss´edant une enveloppe circumstellaire ´epaisse, il atteint en g´en´eral des valeurs plus ´elev´ees. Sch´ematiquement, un param`etre RV plus ´elev´e, c’est `adire une moindre s´electivit´e de l’extinction en fonction de la longueur d’onde, peut ˆetre dˆu`a une distribution en taille favorisant les plus gros grains ; les grains croissent plus facilement par coalescence dans les milieux denses et froids, ce qui explique qu’on observe des rapports RV plus grands en direction des ´etoiles enfouies ou `a enveloppe circumstellaire dense.
La figure II.1 montre trois exemples de courbes d’extinction. Les courbes d’extinction sont tr`es semblables dans la partie proche-infrarouge et optique du spectre, mais peuvent changer drastiquement dans la partie ultraviolette selon la ligne de vis´ee. L’extinction ne varie pas de fa¸con monotone en fonction de la longueur d’onde : il existe des signatures spectrales partic- uli`eres. La plus importante est la large bande autour de 220 nm, qui est attribu´ee `a des compos´es carbon´es de petite taille, sans que leur nature soit ´elucid´ee. Dans le domaine optique, il existe une s´erie de bandes d’absorption fines et peu profondes, appel´ees bandes interstellaires diffuses, 6
calcul observations
Figure II.1: (extraite de Cardelli et al. 1989). Lois d’extinction sur les lignes de vis´ee de trois ´etoiles, repr´esent´ees par des polynˆomes en 1/λ sur diff´erents domaines spectraux, dont l’unique param`etre libre est RV .
Figure II.2: (extraite de Bouchet et al. 1985). Lois d’extinction moyennes de la Galaxie (ligne continue), du Grand Nuage de Magellan (pointill´es) et du Petit Nuage de Magellan (carr´es et triangles). dont l’origine reste inconnue. Enfin, dans l’infrarouge proche et moyen, la glace recouvrant les grains de poussi`ere dans les nuages mol´eculaires produit une absorptiona3.1 ` µm, et les grains de silicates amorphes des bandes larges `a9.7et18µm. Witt et al. (1984) ont montr´equeles variations dans l’intensit´e de la bande d’absorptiona ` 220 nm et dans la pente de la mont´ee en ultraviolet lointain semblent se produire ind´ependamment l’une de l’autre, sugg´erant que deux composantes distinctes de poussi`ere sont responsables de ces signatures.
Les courbes d’extinction moyennes sont ´egalement tr`es diff´erentes d’une galaxie `a l’autre, selon la m´etallicit´e et les conditions physiques des grains. Les lois d’extinction les mieux connues II. La poussi`ere dans les galaxies 7 sont celles de notre Galaxie et des Grand et Petit Nuages de Magellan (Fig. II.2), dont les m´etallicit´es sont en moyenne 1/4et1/10 de la m´etallicit´e solaire. Les diff´erences les plus marqu´ees sont l’intensit´e de la bandea ` 220 nm et la pente de la courbe dans l’ultraviolet lointain. Ces lois d’extinction sont malgr´etoutd´eduites de l’observation d’un tr`es petit nombre d’´etoiles, alors que la loi d’extinction peut varier fortement en fonction de la ligne de vis´ee.
Lorsqu’on observe des r´egions ´etendues non r´esolues en objets individuels, comme un en- semble de r´egions HII et le milieu interstellaire environnant, la g´eom´etrie compliqu´ee des dis- tributions relatives de la poussi`ere et des ´etoiles, ainsi que de possibles gradients spatiaux des propri´et´es physiques de la poussi`ere associ´es aux variations de densit´e de gaz et d’´energie, font que la manipulation de l’extinction est extrˆemement d´elicate. Des rayonnements `a une mˆeme longueur d’onde mais provenant de r´egions diff´erentes, comme par exemple une raie n´ebulaire et le continuum stellaire sous-jacent, ne sont pas affect´es par la mˆeme absorption. De plus, en supposant que l’on consid`ere uniquement des rayonnements de mˆeme origine spatiale, comme diff´erentes raies de recombinaison de l’hydrog`ene, l’extinction affectant un couple de raies `a des petites longueurs d’onde paraˆıtra toujours plus petite que si l’on utilise une plus grande gamme de longueurs d’onde, parce que les r´egions les plus ´eteintes le seront dans les deux raies et contribueront tr`es peu au flux ´emergent dans une raie comme dans l’autre. Pour des r´egions ´etendues, on ne peut donc pas d´eterminer une loi d’extinction, mais plutˆot une loi d’att´enuation effective, qui combine les effets de l’absorption, de la diffusion et les effets g´eom´etriques de distri- bution de la poussi`ere et des ´etoiles. L’absorption peut ˆetre tr`es ´elev´ee sans que la distribution spectrale d’´energie soit significativement rougie (Witt et al. 1992). C’est la raison pour laquelle Calzetti et al. (1994) d´erivent, pour une moyenne de 39 starbursts circumnucl´eaires et galaxies bleues compactes, des “lois d’extinction” tr`es grises.
II.2.2 Rayonnement infrarouge
L’´energie absorb´ee par les grains est principalement r´e´emise dans le domaine infrarouge,a ` des longueurs d’onde comprises entre environ 3 µm et 1 mm. Une “´emission rouge ´etendue”, con- sistant en une tr`es large bande entre environ 6000 et 8000 A,˚ non attribuableaunm´ ` ecanisme de diffusion (Schmidt et al. 1980) est aussi observ´ee dans une grande vari´et´edesites,enpar- ticulier des n´ebuleuses par diffusion, des n´ebuleuses plan´etaires, des r´egion HII et des nuages interstellaires diffus. Des nano-cristaux de silicium sont un bon candidat pour cette ´emission (Ledoux et al. 1998 ; Gordon et al. 2000).
L’´emission en infrarouge lointain, c’est `adirepourλ ≥ 60–100 µm, est produite par des grains de poussi`ere `al’´equilibre thermique dans le champ de rayonnement qui baigne le milieu interstellaire. L’´emissivit´e dans l’infrarouge lointain est usuellement d´ecrite par une loi en λ−n, o`u n vaut entre 1 et 2. L’exposant n est assez mal d´etermin´e, mais Reach et al. (1995) sugg`erent pour rendre compte des observations de la Galaxie par FIRAS, le spectrom`etre en infrarouge lointain (100 µm`a 4.5 mm) qui ´etaita ` bord de COBE, une loi d’´emissivit´e un peu plus complexe, ´equivalentea ` λ−1 pour λ 200 µmetλ−2 pour λ 200 µm. Lorsque le spectre infrarouge des galaxies au-del`a de 100–200 µm est suffisamment bien contraint, il est en g´en´eral incompatible avec une composante de poussi`ere `a une seule temp´erature et implique que de grandes quantit´es de poussi`ere froide existent (T 10 − 20 K) et dominent en masse la composante de poussi`ere 8
1000 100 10 1 0.1 λrest (µm)
Figure II.3: (extraite de Sanders & Mirabel 1996). Distributions spectrales d’´energie moyennes de galaxies s´electionn´ees par leur fluxa60 ` µm. Elles illustrent la pr´edominance de la partie in- frarouge par rapport au reste du spectre lorsque la luminosit´e`a60µm augmente. Cette ´evolution s’accompagne d’un d´eplacement du pic d’´energie vers des longueurs d’onde plus courtes : la temp´erature moyenne de la composante de poussi`ere “ti`ede” augmente.
“ti`ede” (typiquement T 30 − 40 K), seule visible par IRASa ` λ ≤ 100 µm. C’est par exemple la conclusion la plus probablea ` laquelle arrivent Kwan & Xie (1992) en utilisant des donn´ees `a 350 µm et 760 µm en plus des donn´ees d’IRASa ` 60 et 100 µm. Les observations de la Galaxie par FIRAS (Reach et al. 1995) et des galaxies NGC 891 et NGC 3079 avec SCUBA (`a 450 et 850 µm), ces derni`eres combin´ees avec les mesures d’IRAS `a 60 et 100 µm (Alton et al. 1998b ; Stevens & Gear 2000), montrent ´egalement la pr´esence de grandes quantit´es de poussi`ere froide. Trewhella et al. (2000) ont obtenu des observations spectroscopiques entre 50 et 200 µmdecinq galaxies spirales (dont M 51, M 83 et NGC 6946, qui font partie de notre ´echantillon), qui con- firment clairement ce r´esultat.
Le pic d’´energie de l’´emission de la poussi`ere dans les galaxies normales se situe entre 100 et 200 µm. Dans la majorit´e des galaxies s´electionn´ees en optique, la puissance infrarouge totale est de l’ordre d’un tiers de la puissance observ´ee en optique et en ultraviolet, ce qui signifie que la plus grande partie du rayonnement des ´etoiles nous parvient sans ˆetre ´eteint. Le satellite IRAS a cependant r´ev´el´e l’existence d’une classe de galaxies lumineuses et ultralumineuses en infrarouge (voir la revue de Sanders & Mirabel 1996) dans lesquelles la puissance absorb´ee et r´e´emise par la poussi`ere d´epasse celle qui s’´echappe sans ˆetre absorb´ee. Un ensemble de distributions spectrales d’´energie est montr´ee en Fig. II.3. Ces galaxies tr`es lumineuses en infrarouge sont pour la plupart en interaction ou en cours de fusion avec un compagnon, et sont rares dans l’univers local. Leur fr´equence augmente en remontant dans le temps.
Dans l’infrarouge moyen en-dessous de 15 µm, l’´emission des galaxies spirales est g´en´eralement domin´ee par des bandes larges `a 3.3, 6.2, 7.7, 8.6, 11.3 et 12.7 µm, attribu´ees `a des compos´es carbon´es de tr`es petite taille. Ces bandes sont pr´esentes presque partout dans le milieu in- terstellaire,a ` la surface des nuages mol´eculaires, autour des r´egions HII,danslesn´ebuleuses par diffusion, aussi bien dans les nuages diffusa ` haute latitude Galactique (Lemke et al. 1998), et sont aussi d´etect´ees dans les n´ebuleuses plan´etaires (Cohen et al. 1986), les enveloppes de certaines ´etoiles ´evolu´ees et les enveloppes circumstellaires ou disques d’´etoiles pr´e-s´equence II. La poussi`ere dans les galaxies 9 principale. Le fait que leur spectre d’´emission reste quasiment identique dans des champs de rayonnement d’intensit´etr`es variable (mˆeme forme spectrale et rapports d’intensit´e des bandes remarquablement stables) implique que les particulesa ` l’origine de cette ´emission ne sont pas `al’´equilibre thermique avec le champ de rayonnement, mais chauff´ees de fa¸con transitoire par l’absorption d’un seul photon, et qu’elles se d´esexcitent rapidement avant l’arriv´ee d’un nouveau photon.
Le postulat de l’existence de grains de poussi`ere de tr`es petite taille hors-´equilibre et la pr´ediction de leur continuum d’´emission sont ant´erieurs `a leur observation effective (par ex- emple, Aannestad & Kenyon 1979 et les r´ef´erences incluses). Pour un grain de faible capacit´e calorifique, qui passe l’essentiel de son tempsa ` basse temp´erature entre deux absorptions de photons, la temp´erature effective est beaucoup plus ´elev´ee que la temp´erature d’´equilibre corre- spondantaladensit´ ` e de rayonnement ambiante, et le grain rayonnea ` des longueurs d’onde plus petites que s’il ´etaital’´ ` equilibre, d’o`uunexc`es d’´emission en infrarouge moyen. Une ´emission aux alentours de 10 µm correspond `a des fluctuations de temp´erature de quelques centaines de Kelvin.
C’est l’interpr´etation retenue par Sellgren (1984) pour expliquer ses observations du con- tinuum entre 1.25 et 4.8 µmden´ebuleuses par diffusion. Le chauffage peut ˆetre fourni non seulement par le rayonnement stellaire, mais aussi par des r´eactions chimiques exothermiques `a la surface du grain (Allen & Robinson 1975), comme par exemple la combinaison de deux atomes d’hydrog`ene, ou encore par des collisions avec des atomes d’hydrog`ene (ce dernier cas de figure est invoqu´e par Papoular 2000 pour l’excitation des porteurs des bandes d’´emission entre 3et13µm dans la galaxie M 31).
Cohen et al. (1986) ont montr´e que la fraction du flux infrarouge entre 7 et 140 µmprovenant des bandes d’´emission, dans un ensemble de n´ebuleuses plan´etaires, est corr´el´ee avec le rap- port d’abondance C/O. Ce r´esultat ´etaie l’attribution des bandesa ` des compos´es carbon´es. L’identification la plus populaire des porteurs de ces bandes les associea ` des transitions en- tre des niveaux de vibration des liaisons C-H et C-C dans des macro-mol´ecules aromatiques hydrog´en´ees de quelques dizaines d’atomes (L´eger & Puget 1984). Elles sont appel´ees PAH, pour polycyclic aromatic hydrocarbons. Cependant, la constance du spectre des bandes dans des champs de rayonnement ultraviolet variant par plus de trois ordres de grandeur contredit le mod`ele des PAH, qui pr´evoit que les changements de degr´e d’ionisation ont des cons´equences radicales sur les rapports d’intensit´e des bandes (Uchida et al. 2000). De plus, le fait que ces bandes ne soient pas r´esolues en sous-composantes mˆeme `alaplushauter´esolution spectrale ac- cessible, et qu’elles soient tr`es larges avec des ailes ´etendues, favorise des particules de plusieurs centaines plutˆot que quelques dizaines d’atomes (Boulanger et al. 1998).
Des mod`eles alternatifs existent. Papoular et al. (1989) proposent des grains de charbon pr´esentant une structure partiellement cristalline aux plus petites ´echelles, incluant des em- pilements de cycles aromatiques auxquels sont attach´es des groupes fonctionnels qui seraient responsables de l’´emission des bandes infrarouges. Il faut noter que l’id´ee originelle d’associer les bandes infrarougesa ` des groupes fonctionnels attach´es `a des grains carbon´es provient de Duley & Williams (1981). D’autres identifications sont faites avec divers compos´es carbon´es hydrog´en´es et oxyg´en´es, tr`es semblables aux pr´ec´edents mais dont la structure diff`ere dans les d´etails (Borghesi et al. 1987 ; Sakata et al. 1987). Jones & d’Hendecourt (2000) ont r´ecemment 10 propos´e comme responsable des bandes d’´emission infrarouges la structure de surface des nano- diamants, qui comporte des cycles aromatiques, les cœurs de ces mˆemes grains ´etant identifiables aux “tr`es petits grains”, qui ´emettent un continuum thermique au-del`ade10µm(voirci-apr`es).
Dans le mod`ele de Mathis et al. (1977), la loi d’extinction du milieu interstellaire diffus est reproduite par un m´elange ´egal en masse de grains de graphite et de silicates amorphes, leur distribution en taille ´etant approch´ee par une loi de puissance, dN/dr ∝ r−3.5,o`ulerayon ´equivalent r varie de quelques dizainesa ` environ 3000 A.˚ La bande d’absorptiona ` 220 nm est attribu´ee `a des petits grains de graphite (r<150 A).˚ Cependant, ce mod`ele, dans lequel les grains sontal’´ ` equilibre thermique dans le champ de rayonnement interstellaireadestemp´ ` eratures de l’ordre de 20 K, ne rend pas compte de l’´emission infrarouge en-de¸c`ade60µm. Il est n´ecessaire, pour l’expliquer, d’´etendre la distribution en taille jusqu’`a quelques Angstr¨om.
Au-del`ade10µm et en-de¸c`ade60µm, un continuum est en effet visible, largement en exc`es de celui extrapol´e des fluxa60et100 ` µm dans l’hypoth`ese de grains `al’´equilibre thermique. Ce continuum en infrarouge moyen est attribu´e`a des petits grains carbon´es dont le r´egime thermodynamique occupe toute la zone interm´ediaire entre le chauffage purement impulsionnel et l’´equilibre thermique, c’est `a dire que les grains peuvent se refroidir partiellement ou totale- ment dans l’intervalle s´eparant l’arriv´ee de deux photons. Pour rendre comptealafoisdelaloi ` d’extinction moyenne et du spectre d’´emission de la poussi`ere dans le milieu interstellaire dif- fus, D´esert et al. (1990) proposent un mod`ele faisant intervenir trois composantes de poussi`ere : porteurs aromatiques des bandes d’´emission (de rayon inf´erieura10 ` A),˚ tr`es petits grains de structure 3-dimensionnelle et non pas planaire comme les compos´es aromatiques (de rayon com- pris entre environ 10 et 150 A),˚ et gros grainsal’´ ` equilibre thermique (r>150 A).˚ Chacune de ces composantes est responsable dans ce mod`ele d’une partie distincte des spectres d’absorption et d’´emission (Fig. II.4).
Cependant, Uchida et al. (2000) remarquent que le rapport F12/FFIR est remarquablement constant dans les n´ebuleuses par diffusion, pour des ´etoiles excitatrices de temp´eratures tr`es
10-30 / H) 2 cm -21 (W / H atom) ν (10 F ν H σ
10 -33
Figure II.4: (extraite de D´esert et al. 1990). `agauche:Reproduction de la loi d’extinction moyenne (croix) avec trois composantes de poussi`ere (avec RV =3.1 et NH /E(B − V )= 5.81021 H.cm−2). `adroite:Reproduction du spectre d’´emission du milieu interstellaire diffus (croix) par les mˆemes composantes. Les barres horizontales repr´esentent la largeur des filtres photom´etriques. II. La poussi`ere dans les galaxies 11 variables et donc des rayonnements de duret´es tr`es diff´erentes. Cela implique que le mat´eriel responsable de l’´emission `a12µm suit une loi d’extinction coupl´ee `a celle du reste de la poussi`ere qui ´emet dans l’infrarouge lointain. Nous verrons plus loin que l’´emission `a7et15µm est aussi ´etroitement corr´el´ee `al’´emission en infrarouge lointain dans les galaxies.
Unautretypedepoussi`ere produit une ´emission d’avant-plan qui constitue la majeure partie du fond diffus en infrarouge moyen, d’intensit´e parfois comparablea ` celle des galaxies ´etudi´ees ici : la poussi`ere interplan´etaire qui produit la lumi`ere zodiacale par diffusion de photons optiques et r´e´emet dans l’infrarouge l’´energie absorb´ee. Ses sources de production sont principalement les com`etes et ast´ero¨ıdes, mais une petite partie provient ´egalement de poussi`ere interstellaire entrant dans le syst`eme solaire. Le spectre de la poussi`ere zodiacale est facilement reconnaissable et nous verrons plus loin comment le soustraire.
Enfin, les ´etoiles g´eantes froides peuvent aussi contribueral’´ ` emission en infrarouge moyen. Dans l’´echantillon ´etudi´e ici, cette contribution est n´egligeable sauf dans quelques cas isol´es. Elle n’est d´etectable dans les galaxies que lorsque le taux de formation d’´etoiles est tr`es faible. En principe, le spectre d’´emission peut aussi ˆetre absorb´e par des grains de silicates `a9.7et 18 µm. Cependant, cette absorption, pour ˆetre d´etectable, requiert des profondeurs optiques tr`es grandes, qui ne sont rencontr´ees `a grande ´echelle dans aucune des galaxies normales qui constituent notre ´echantillon.
II.3 Formation et destruction des grains de poussi`ere
Les grains de poussi`ere sont compos´es des ´el´ements m´etalliques les plus abondants, en plus de l’hydrog`ene : carbone, azote, oxyg`ene, fer, magn´esium, aluminium, silicium. Ces ´el´ements montrent une d´eficience dans le milieu interstellaire par rapport aux abondances solaires parce qu’une partie importante en est bloqu´ee dans les grains. Les observations d’extinction et des abondances en phase gazeuse impliquent que la majeure partie du silicium et environ les deux tiers du carbone du milieu interstellaire se trouvent dans les grains de poussi`ere.
L’extinction dans le visible est explicable par des grains de silicates de l’ordre de 1000 Ade˚ rayon, constitu´es d’un noyau recouvert d’un manteau de glace contenant de nombreuses im- puret´es (ce manteau existe dans les nuages mol´eculaires seulement). Ce type de grains provoque des bandes d’absorptiona9.7et18 ` µm (silicates) et 3.1 µm (glace).
La poussi`ere est produite dans les vents et les enveloppes froides des ´etoiles ´evolu´ees riches en carbone, en oxyg`ene et en autres ´el´ements synth´etis´es en fin de vie de l’´etoile (g´eantes et superg´eantes rouges, n´ebuleuses plan´etaires, vents des ´etoiles Wolf-Rayet, mais aussi novæ et supernovæ), o`u les ejecta m´etalliques s’associent en mol´ecules qui r´eagissent et s’aggr`egent pour former des grains primaires, hydrocarbones ou silicates. Les silicates sont probablement form´es principalement par les supernovæ et les ´etoiles massives ´evolu´ees riches en oxyg`ene, qui sont les producteurs dominants de silicium (Douvion 2000). Quant au carbone, c’est le premier ´el´ement m´etalliqueaˆ ` etre synth´etis´edansles´etoiles, par combustion de l’h´elium, et on s’attend donca ` une contribution importante des g´eantes de faible masse `a la formation des poussi`eres carbon´ees.
Les grains subissent des transformations sous l’effet du rayonnement local et ceux qui ne sont 12 pas d´etruits sont progressivement dispers´es dans le milieu interstellaire, port´es par le vent de l’´etoile parente. La poussi`ere se sublime dans des champs de rayonnement ultraviolet intense. Les grains peuvent ´egalement ˆetre fragment´es, ´erod´es ou partiellement vaporis´es et leur distribution en taille modifi´ee au passage d’un choc. Ils sont pour une bonne part d´etruits dans les chocs de supernovæ de plusieurs centaines de km.s−1.
Lespetitsgrainssontport´es transitoirementadestemp´ ` eratures de 100–1000 K. L’´energie qu’ils re¸coivent par l’absorption d’un seul photon augmente significativement leur ´energie interne. Par cons´equent, dans les champs de rayonnement intense, seuls les plus gros grains survivent : les porteurs des bandes d’´emission sont d’abord d´etruits avant les autres grains.
L’efficacit´e de destruction des grains, apr`es qu’ils aient ´et´eform´es par les ´etoiles, implique qu’ils se r´eg´en`erent dans le milieu interstellaire, o`u ils croissent par condensation de la phase gazeuse `a leur surface et surtout par coalescence entre grains et accr´etion d’un manteau de glaces (eau, m´ethane, ammoniac, etc.) dans les nuages mol´eculaires. Lorsque les grains sont par la suite expos´es `a un champ de rayonnement plus intense, ils continuenta´ ` evoluer par des r´eactions photochimiques en surface, formant des compos´es organiques plus r´esistants que les glaces (Greenberg 1986).
II.4 Apports d’IRAS `al’´etude des galaxies spirales normales
Le satellite IRAS a effectu´e un relev´e du ciel presque complet dans quatre bandes pho- tom´etriques larges centr´ees `a 12, 25, 60 et 100 µm. Les flux totaux de plus de dix mille galaxies ont ´et´emesur´es dans ces bandes. Je discute bri`evement quelques r´esultats en rapport avec les th`emes abord´es ici.
Les couleurs infrarouges des galaxies se distribuenta ` l’int´erieur d’une bande large o`ules variations du rapport F12/F25 sont inverses de celles du rapport F60/F100 (Helou 1986 ; Fig. II.5). Des galaxies qui forment tr`es peu d’´etoiles occupent la zone du diagrammea ` basse couleur F60/F100 et `arapportF12/F25 ´elev´e. Une augmentation de l’activit´e de formation d’´etoiles a pour effet un d´eplacement dans le diagramme vers la zone sup´erieure gauche. La position d’une galaxie dans ce diagramme est classiquement interpr´et´ee comme r´esultant du m´elange dans des proportions variables de deux composantes de poussi`ere : l’une situ´ee `aproximit´edesr´egions HII et chauff´ee par les ´etoiles massives, l’autre distribu´ee dans le milieu interstellaire neutre diffus et chauff´ee principalement par des ´etoiles de types tardifs (composante appel´ee “cirrus”). Dans le mod`ele propos´e par Helou (1986), les couleurs des galaxies sont reproduites `a l’aide de deux param`etres : la fraction de l’´emission provenant des cirrus (suppos´es de couleurs infrarouges constantes, celles de l’extr´emit´einf´erieure droite du diagramme) et l’intensit´e du rayonnement dans les r´egions actives.
L’utilisation de l’´emission dans l’infrarouge lointain (60–100 µm) en tant qu’indicateur du taux de formation stellaire est controvers´ee. Il est malgr´etoutassezg´en´eralement accept´eque l’infrarouge lointain ne peut remplir le rˆole de traceur quantitatif de la formation stellaire que dans les galaxies formant des ´etoiles `auntauxtr`es soutenu (galaxies starbursts), parce que la composante de poussi`eredutypecirrusestcens´ee repr´esenter la majeure partie de l’´emission infrarouge des galaxies spirales peu actives. Lonsdale-Persson & Helou (1987), par exemple, II. La poussi`ere dans les galaxies 13 60 100 log (F / F )
log (F12 / F25 ) Figure II.5: (extraite de Helou 1986). Diagrammea ` deux couleurs en infrarouge de galaxies ne contenant pas de noyau actif. Les points α et β identifient deux galaxies spirales an´emiques, δ une galaxie starburst, γ une naine bleue compacte et un syst`eme en interaction. attribuent des fractions de 40a ` 80% de l’´emission infrarouge totale de ce type de galaxiesala ` composante de cirrus ; cependant, le mod`ele utilis´eesttr`es simplifi´e, supposant deux populations de grains `adestemp´eratures fixes. La distinction entre la composante de cirrus et la composante active est arbitraire, en ce sens qu’elle refl`ete surtout des diff´erences dans la distribution spectrale d’´energie du rayonnement de chauffage, et de ce fait d´ependdeladistancedelapoussi`ere aux ´etoiles massives. Loin des sites de formation d’´etoiles, le chauffage est estim´e fourni par des photons optiques provenant des populations stellaires ´evolu´ees. Uchida et al. (1998) ont montr´e la n´ecessit´e d’une contribution importante du rayonnement optique au chauffage des porteurs des bandes aromatiques dans une n´ebuleuse par diffusion illumin´ee par des ´etoiles ´emettant peu de photons ultraviolets. Ce n’est que lorsque l’activit´e de formation d’´etoiles est g´en´eralis´ee `a l’ensemble de la galaxie qu’il est certain que le chauffage des grains soit essentiellement dˆuau rayonnement ultraviolet des ´etoiles jeunes.
La raie de recombinaison Hα est usuellement utilis´ee comme traceur des ´etoiles plus massives que 10 M dans les galaxies, moyennant certaines hypoth`eses sur les conditions de densit´eet de temp´erature dans les r´egions HII (Kennicutt 1998a). Sauvage & Thuan (1992) ont montr´e que dans un ´echantillon de galaxies spirales s´electionn´ees optiquement, moins actives que des galaxies s´electionn´ees en infrarouge, la relation entre les luminosit´es en infrarouge lointain et en 1.45 Hα est non-lin´eaire (LFIR ∝ LHα ). De plus, l’exc`es infrarouge, c’est `a dire l’exc`es du rapport LFIR/LHα relativementa ` la valeur attendue si l’´emission infrarouge ´etait uniquement aliment´ee par les ´etoilesjeunes,varielelongdelas´equence spirale de Hubble, comme indiqu´eparlafig- ure II.6. Cette progression s’interpr`ete le plus naturellement comme une contribution croissante de la poussi`eredetypecirrus`al’´emission infrarouge, en moyenne, des types morphologiques tardifs aux types pr´ecoces. Nous y reviendrons ult´erieurement.
La grande base de donn´ees produite par IRAS a ´egalement serviades´ ` etudes statistiques de l’influence de la morphologie barr´ee sur l’´emission infrarouge des galaxies. Comme discut´edans le chapitre suivant, l’existence d’une barre peut ˆetre un moyen efficace d’amener de grandes quan- 14
Figure II.6: (extraite de Sauvage & Thuan 1992). Rapport moyen des luminosit´es en in- frarouge lointain et dans les raies voisines Hα et [NII], en fonction du type morphologique, d’un ´echantillon de 135 galaxies. Le rapport de la raie Hα aux raies [NII], qui ne sont pas s´epar´ees dans des observationsa ` basse r´esolution spectroscopique, est assez stable dans les dis- ques de galaxies (Kennicutt & Kent 1983). Les barres d’erreur repr´esentent la dispersion `a1σ `a l’int´erieur de chaque type. La ligne continue indique la valeur mesur´ee dans les sites de for- mations d’´etoiles de la galaxie Scd M 33 o`u la poussi`ere est la plus chaude, et la ligne pointill´ee la valeur r´esultant de la combinaison de deux calibrations pour les taux de formation d’´etoiles, l’une en termes de luminosit´eHα et la deuxi`eme en termes de luminosit´e infrarouge.
tit´es de gaz au centre d’une galaxie, ce qui favorise le d´eclenchement d’une formation d’´etoiles intense. Hawarden et al. (1986) ont inspect´e les couleurs infrarouges d’un large ´echantillon de galaxies spirales s´electionn´ees optiquement et d´etect´ees dans les quatre bandes d’IRAS, ne con- tenant pas de noyau actif. Ils trouvent qu’une fraction importante des galaxies fortement barr´ees, ainsi que quelques galaxies faiblement barr´ees, ont un exc`es d’´emission dans la bandea25 ` µm, relativemental’´ ` emission `a 12 et 100 µm, par rapport aux couleurs observ´ees dans les galaxies non barr´ees. Comme des rapports F25/F12 ´elev´es sont caract´eristiques de poussi`ere chaude dans des r´egions de formation d’´etoiles, l’exc`es `a25µm des galaxies barr´ees est attribuable `a une contribution accrue des sites de formation d’´etoiles `al’´emission infrarouge totale. L’´echantillon utilis´e par Hawarden et al. (1986) devant satisfaire la contrainte d’une d´etection dans toutes les bandes d’IRAS, il est biais´e vers des rapports de luminosit´es infrarouge sur optique plus grands qu’un ´echantillon s´electionn´e purement sur des crit`eres optiques. Huang et al. (1996) ont reconsid´er´elaquestionencomparanttrois´echantillons s´electionn´es de mani`eres diff´erentes, l’un compos´e de galaxies brillantes `a60µm, le deuxi`eme similaire `al’´echantillon utilis´epar Hawarden et al. (1986), et le dernier limit´e en distance uniquement (´echantillon provenant de Isobe & Feigelson 1992). Ils arrivent `a la conclusion que seules les galaxies fortement barr´ees de types pr´ecoces (entre S0/a et Sbc), et de luminosit´e infrarouge relativea ` la luminosit´ebleue (LFIR/LB)sup´erieure `a un seuil d’environ 0.3, sont sujettesa ` des exc`es d’´emission `a25µm. Con- trairementa ` Hawarden et al. (1986), Huang et al. (1996) n’observent pas de diff´erence entre les cat´egories de galaxies non barr´ees et faiblement barr´ees. II. La poussi`ere dans les galaxies 15
II.5 Centres galactiques observ´es en infrarouge
Les t´elescopes au sol permettent d’atteindre une bien meilleure r´esolution angulaire en in- frarouge et en particulier d’observer les r´egions centrales des galaxies. Devereux (1987) a com- bin´edesmesures`a10µm dans une petite ouverture plac´ee sur des noyaux galactiques avec les mesures `a12µmd’IRASetaainsid´emontr´e que la couleur F25/F12 est corr´el´ee avec le degr´e de compacit´edel’´emission `a10µm. Il confirme de plus que les galaxies les plus actives (c’est `adireavecunexc`es de couleur et de compacit´e) sont barr´ees et de type pr´ecoce, et leur noyau est classifi´e comme noyau HII ou noyau de Seyfert.
Telesco et al. (1993) ont cartographi´e les centres de galaxies starbursts brillantes en in- frarouge dans un filtre largea ` 10.8 µm, avec une r´esolution angulaire de l’ordre de 4 .Les morphologies sont diverses, montrant des pics intenses dans le noyau en absence de r´esonance interne de Lindblad, des anneaux ou des concentrations extranucl´eaires asym´etriques si des r´esonances existent. Par ailleurs, ces sources centrales brillantes en infrarouge sont li´ees `ades concentrations de gaz mol´eculaire, qui sont toutefois en g´en´eral plus ´etendues. Un autre r´esultat important de Telesco et al. (1993) est que le chauffage collisionnel de la poussi`ere dans les chocs de supernovæ, par des collisions avec le gaz, est n´egligeable devant le chauffage radiatif. Le fait que la poussi`ere ´emettant `a 10.8 µm soit chauff´ee par des ´etoiles massives dans les starbursts circumnucl´eaires est attest´e par la bonne corr´elation existant entre la luminosit´e`a 10.8 µmetla luminosit´e dans la raie de recombinaison Brγ `a2.17µm, qui subit une extinction mod´er´ee.
Cependant, ils attribuent l’existence de gradients de la couleur F19.2/F10.8 dans certains cen- tres de galaxies `a sursaut de formation d’´etoiles, d´ecroissante du centre vers la p´eriph´erie, `a l’effet suivant : une augmentation de F19.2/F10.8 ´etant due selon eux `a une baisse de temp´erature de la poussi`ere (c’est le comportement d’un corps noir), ils l’interpr`etent comme l’indice de la de- struction des tr`es petits grains ´emettant en infrarouge moyen, par le champ de rayonnement ultraviolet intense au cœur du starburst. L’information spectroscopique obtenue avec les in- struments `a bord d’ISO conduita ` une interpr´etation oppos´ee : lorsque l’intensit´educhamp de rayonnement augmente, le continuum des petits grains se d´eplace vers les courtes longueurs d’onde, mais n’est visible qu’au-del`ade10µm dans le filtre large centr´e`a 10.8 µm (parce que les grains ne peuvent pas atteindre des temp´eratures sup´erieures `a leur temp´erature de subli- mation), et augmente plus vite `a 19.2 qu’`a 10.8 µm. De 6 `a13µm, on observe toujours dans les starbursts une deuxi`eme sorte de poussi`ere, les bandes d’´emission aromatiques (par exemple Genzel et al. 1998 ; Laurent et al. 2000). Des couleurs F19.2/F10.8 plus ´elev´ees dans les centres que dans les zones circumnucl´eaires indiquent donc bien un champ de rayonnement plus intense, mais sans disparition des petits grains, et une “temp´erature” moyenne de ces grains plus ´elev´ee. 16 17
Chapitre III Les galaxies spirales barr´ees
III.1 Un bref historique
Les galaxies barr´ees ont ´et´edistingu´ees des galaxies spirales ordinaires pour la premi`ere fois en 1918 par H.D. Curtis, avant mˆeme que les galaxies ne soient identifi´ees `adessyst`emes stellaires similaires et ext´erieurs `alaVoielact´ee.
Les “n´ebuleuses blanches” (c’est la d´esignation des galaxies avant qu’elles ne soient recon- nues comme telles) ont ´et´eobserv´ees d`es le dix-huiti`eme si`ecle. A cette ´epoque, seules des sp´eculations philosophiques sur leur nature ´etaient possibles, telle l’hypoth`ese des univers-ˆıles. Il est remarquable que cette th´eorie, bien avant que des preuves observationnelles puissent ˆetre apport´ees, ait postul´e la finitude de notre Galaxie et l’existence de syst`emes stellaires semblables isol´es les uns des autres. Des catalogues de n´ebuleuses et amas stellaires, m´elangeant les sources Galactiques et les galaxies externes, ont vu le jour aux dix-huiti`eme et dix-neuvi`eme si`ecles. Le catalogue NGC (New General Catalogue of nebulæ and clusters of stars) et ses suppl´ements IC (Index Catalogues), compil´es par J.L.E. Dreyer en 1888-1908, sont toujours intensivement utilis´es aujourd’hui. La structure spirale dans les n´ebuleuses a ´et´ed´ecouverte d`es 1845 par Lord Rosse.
Le d´ebut du si`ecle, jusqu’en 1924, a ´et´emarqu´e par une vive controverse sur la nature des n´ebuleuses blanches, due `a l’ind´etermination de leurs distances : faisaient-elles partie de la Voie lact´ee, auquel cas elles n’´etaient pas constitu´ees d’´etoiles mais ´etaient de vraies n´ebulosit´es, ou bien ´etaient-elles des objets ext´erieurs, rejoignant l’id´ee d’univers-ˆıles ? La d´ecouverte de novæ dans plusieurs n´ebuleuses ne permit pas de trancher le d´ebat, car s’y mˆelaient des su- pernovæ beaucoup plus lumineuses, maintenant reconnues comme une classe d’objets distincte. L’identification des sources ponctuelles observ´ees dans les galaxies les plus proches `ades´etoiles, renforc´ee par des observations spectroscopiques, n’´etaient pas toujours prises au s´erieux parce que ces sources pr´esentaient un aspect plus n´ebulaire que les ´etoiles connues. Le probl`eme fut r´esolu en 1924 par E. Hubble, par la d´ecouverte dans plusieurs n´ebuleuses d’´etoiles de la classe des c´eph´eides, dont la relation p´eriode de variabilit´e-luminosit´e, ´etablie par Henrietta Leavitt pour les c´eph´eides des Nuages de Magellan, permet d’estimer les distances.
Les galaxies pr´esentent une tr`es grande vari´et´e de structures et chacune peut ˆetre consid´er´ee comme unique. Cependant, le besoin de d´efinir des ´el´ements morphologiques caract´eristiques et de simplifier cette complexit´es’esttr`es vite fait sentir. La classification propos´ee par E. Hubble, 18 notamment, dans laquelle les galaxies sont ordonn´ees selon une s´equence allant de types dits pr´ecoces vers des types dits tardifs, groupe commod´ement les galaxies dans le but de lier leurs formes `adespropri´et´es physiques et `a une possible s´equence d’´evolution. Il est d’ailleursanoter ` que si ´evolution il y a le long de la s´equence morphologique, les id´ees actuelles indiquent qu’elle suit plus certainement une s´equence invers´ee, des types tardifs vers les types pr´ecoces. Plusieurs syst`emes de classification existent, mais le plus utilis´e est certainement celui de E. Hubble, r´evis´e et ´etendu par lui-mˆeme, G. de Vaucouleurs, et d’autres. Du fait de son caract`ere de simplicit´e, il permet de n´egliger des d´etails qui n’ont pas forc´ement une grande signification physique ou dynamique. Cependant, il ne d´ecrit pas les galaxies “particuli`eres” (galaxies en interaction, galaxies amorphes, galaxies cD au centre des amas, galaxies naines, etc.), et ne rend pas compte de la nature et de la force des ondes spirales (bras r´eguliers, multiples ou filamentaires, massifs ou fins).
Van den Bergh (1976) a distingu´e une nouvelle classe de galaxies spirales appel´ees an´emiques, d´efinie comme une s´equence parall`ele `a celle des spirales normales, interm´ediaire entre celles-ci et les galaxies lenticulaires (Fig. III.1). Dans le syst`eme de van den Bergh (1976), les lenticulaires ne sont pas en effet des objets de transition entre les elliptiques et les spirales, tels que les ad´efinis E. Hubble, mais des analogues des spirales, class´ees de S0a `a S0c, en accord avec la constatation que les galaxies class´ees lenticulaires ont des rapports bulbe sur disque tr`es variables. Les diff´erences entre les trois s´equences sont attribu´ees `a des variations de richesse en gaz et de formation d’´etoiles. Van den Bergh (1976) fait le lien entre la fr´equence des galaxies lenticulaires et an´emiques avec le type d’environnement (champ ou amas). Le meilleur moyen de quantifier l’an´emie d’une galaxie, reconnue comme tellea ` partir de photographies en bande bleue, est d’ailleurs certainement de mesurer la d´eficience en gaz HI, qui affecte des galaxies en interaction avec le gaz intra-amas.
Dans le syst`eme de Hubble, le type d’une galaxie spirale (de S0/aa ` Sdm) est d´efini par trois crit`eres, subjectifs en l’absence de quantification : – le rapport de taille du bulbe et du disque (croissant des types tardifs vers les types pr´ecoces). – l’enroulement des bras spiraux sur eux-mˆemes (idem). –ledegr´eder´esolution des bras en ´etoiles et r´egions HII (croissant des types pr´ecoces vers les
Figure III.1: (extraite de van den Bergh 1976). Sch´emadelaclassificationpropos´ee par van den Bergh (1976). S0 est le symbole des galaxies lenticulaires, A des galaxies an´emiques et S des spirales classiques. III. Les galaxies spirales barr´ees 19
types tardifs). Dans la pratique, le troisi`eme crit`ere prime fortement sur les deux autres (nous y reviendrons), et Sandage (1961) note que les galaxies Sa ont un bulbe de taille tr`es variable, souvent aussi petit que dans les galaxies plus tardives, le premier crit`ere de classification n’´etant pas n´ecessairement en accord avec les deux suivants. Freeman (1970) a montr´e que le rapport de la luminosit´ebleue du bulbe sur la luminosit´e totale et le rapport de taille du bulbe et du disque ne sont que tr`es faiblement corr´el´es avec le type morphologique de de Vaucouleurs. Seigar & James (1998), par exemple, ont confirm´e qu’il n’existe pas de relation univoque entre le rapport massique bulbe sur disque et le type morphologique, en utilisant des observations en infrarouge proche de mani`ere `a quantifier la masse stellaire.
Malgr´e la subjectivit´e de la classification, la s´equence de Hubble rend compte dans les grandes lignes d’une s´equence de propri´et´es physiques (notamment quantit´e de gaz HI et type dominant de populations stellaires). Il est vrai aussi que de plus en plus d’´etudes r´ecentes tendent `a montrer qu’il peut exister une formation stellaire importante au centre des galaxies pr´ecoces (Hameed & Devereux 1999). La s´equence morphologique ne semble pas ˆetre interpr´etable en termes de formation d’´etoiles globale (`alafoisdansledisqueetlesr´egions centrales), mais plutˆot en termes de formation d’´etoiles dans le disque uniquement.
Les barres ont pris une place de plus en plus importante dans la classification au cours des ann´ees. On a d’abord r´ealis´e qu’il existe une continuit´e entre galaxies ordinaires et barr´ees : les barres sont de taille et de forme tr`es variables. C’est ce qui a incit´e G. de Vaucouleursa ` introduire des s´equences interm´ediaires entre celle des spirales ordinaires et celle des spirales fortement barr´ees. Un grand nombre de galaxies mod´er´ement barr´ees sont class´ees comme ordinaires dans Sandage (1961) et Sandage & Bedke (1994), mais reconnues comme barr´ees dans le RC3 (de Vaucouleurs et al. 1991). Par ailleurs, la morphologie d’une galaxie d´epend fortement de la longueur d’ondea ` laquelle elle est observ´ee, `a cause de variations dans le type des populations stellaires et dans l’extinction. En effet, les ´etoiles ´evolu´ees, qui constituent l’essentiel de la masse stellaire, forment une distribution dense et lisse, qui d´efinit le potentiel gravitationnel et en particulier celui d’une barre ; les ´etoiles jeunes ont une distribution plus fragmentaire, en amas, concentr´ee dans les zones de compression du gaz par les ondes de densit´e, et leur morphologie est plus d´eform´ee par l’absorption duealapoussi` ` ere. Ainsi, la fr´equence de d´etection des barres augmente du bleu au rouge eta ` l’infrarouge proche.
La morphologie barr´ee n’est donc pas une d´eviation `ala“normalit´e” que constitueraient les galaxies d´epourvues de barre. En effet, elle est observ´ee dans une proportion qui varie entre un tiers et plus de deux tiers des galaxies spirales selon la force de la barre. En s´electionnant dans le catalogue RC3 (Third Reference Catalogue of Bright Galaxies, de Vaucouleurs et al. 1991) les spirales dont l’ellipticit´e des isophotes externes ne d´epasse pas 0.5 (ce qui garantit que leur inclinaison sur la ligne de vis´ee est faible) et dont la magnitude bleue totale est plus petite que 14, afin de r´eduire la fr´equence des classifications morphologiques incertaines, on obtient cette distribution : 36% sont fortement barr´ees et 32% montrent une distorsion barr´ee moins prononc´ee (classes respectives SB et SAB). Ces chiffres repr´esentent en fait des limites inf´erieures, car les types morphologiques impr´ecis ont ´et´eaffect´es `a la classe des spirales non barr´ees (SA), et des observables mieux choisies que la lumi`ere bleue (par exemple le rayonnement en infrarouge proche, qui est un meilleur indicateur de la masse stellaire totale, ou bien l’´emission du gaz 20 mol´eculaire) permettraient de d´etecter davantage de barres, y compris les barres nucl´eaires.
En parall`ele, les ´etudes de la dynamique des galaxies ont montr´e qu’une structure barr´ee a tendancea ` se former spontan´ement dans la plupart des disques, ce qui implique une grande fr´equence de barres effectivement observ´ee. Un disque est stabilis´e contre la formation d’une barre par un halo massifa ` l’int´erieur des limites du disque (un halo rend le disque plus faiblement auto-gravitant, et donc plus stable : Ostriker & Peebles 1973), et une faible perturbation est empˆech´ee de croˆıtre par un bulbe compact (qui fait que la courbe de rotation monte rapidement au centre, et qu’une r´esonance interne de Lindblad se d´eveloppe : Sellwood 1989). Dans les ann´ees 60, on trouve l’hypoth`ese que le gaz est ´eject´elelongdelabarre,ducentreversl’ext´erieur, alimentant les bras spiraux (de Vaucouleurs 1962 ; Freeman 1965), sur la base d’observations cin´ematiques incompl`etes par spectroscopie `a fente. Huntley (1978) a mod´elis´elemouvement du gaz dans la galaxie barr´ee NGC 5383 par des simulations hydrodynamiques et obtenu des trajectoires elliptiques, qui procurent un meilleur ajustement aux observations cin´ematiques que d’autres mod`eles non coplanaires. Roberts et al. (1979),a ` partir de nouvelles simulations hydrodynamiques, ont montr´equ’enr´eponse `a une barre, des chocs se d´eveloppent du cˆot´e aval de la barre et,a ` cause de sa nature dissipative, le gaz d´erive lentement vers le centre `a chaque r´evolution ; ils insistent sur le fait que mˆeme une barre de faible amplitude est capable de perturber fortement la composante gazeuse.
III.2 Aspects morphologiques
Une barre est une structure allong´ee au centre des galaxies, plus ou moins en forme de cigare ou d’ovale, aux extr´emit´es de laquelle se connectent les bras spiraux. Elle est en g´en´eral plus ais´ement observable dans le rayonnement des ´etoiles vieilles qu’en lumi`ere bleue, mais certaines barres nucl´eaires sont mises en ´evidence par la distribution et la cin´ematique du gaz. Trois exemples de galaxies spirales barr´ees, diff´erant dans la mani`ere dont les bras se d´eveloppent `a partir de la barre, sont montr´es dans la figure III.2. Le type (s) d´esigne des bras spiraux partant des extr´emit´es de la barre, le type (r) un anneau interne, les bras partant tangentiellementa ` l’anneau, et le type (rs) une structure de transition.
Prendergast (1983) note que plus la barre est forte, plus l’angle entre la barre et les bras est marqu´e : les deux structures sont dans la continuit´e l’une de l’autre dans le cas d’une barre faible, et quasiment perpendiculaires dans le cas d’une barre forte. La notion de force de la barre est dynamique, mais elle est le plus souvent estim´ee `a partir de la seule morphologie pour des raisons de simplicit´e. La force d’une barre est notamment suppos´ee reli´ee au rapport de taille de son axe majeur et de son axe mineur, oua ` son extension par rapporta ` la taille du disque (voir par exemple Martin 1995), solutions qui ne sont pas enti`erement satisfaisantes. L’efficacit´e d’une barre pour provoquer des transferts radiaux de masse est plutˆot d´etermin´ee par le contraste entre la perturbation du potentiel gravitationnel, et la partie du potentielasym´ ` etrie axiale. L’estimation de ces quantit´es d´epend de l’estimation des masses stellaires. Buta & Block (2001) ont d´efini une mani`ere satisfaisante du point de vue dynamique de quantifier la force de la barre `a partir d’images en infrarouge proche, et trouvent que leur param`etre est corr´el´e avec les classes A, AB et B de G. de Vaucouleurs, cependant avec un chevauchement non n´egligeable de ces trois classes. III. Les galaxies spirales barr´ees 21
Figure III.2: (source : A.R. Sandage et G.A. Tammann, A revised Shapley-Ames Catalogue, Carnegie Institution of Washington). Trois galaxies de mˆeme type de Hubble avec des structures barre-bras diff´erentes. De haut en bas : NGC 4304 (SB(s)bc), NGC 613 (SB(rs)bc) et NGC 2523 (SB(r)bc). 22
Le contenu en gaz et en ´etoiles jeunes des barres d´epend fortement du type morphologique. Les barres des galaxies spirales tardives sont souvent bien d´elimit´ees par l’´emission dans la raie Hα, tandis que cette ´emission se r´eduit le plus souvent dans les barres des spirales pr´ecoces `a de rares complexes brillants entour´es par une structure diffuse (Garc´ıa-Barreto et al. 1996). Sandage (1961) note aussi que la barre est r´esolue en r´egions brillantes dans les galaxies de type SBc, contrairementa ` celles de types SBa et SBb. Des exemples de cartes Hα montrant cela pour quelques galaxies de l’´echantillon que j’ai ´etudi´e sont incluses dans le chapitre V, et compar´ees aux cartes en infrarouge moyen.
D’apr`es leurs simulations num´eriques incluant la formation d’´etoiles (le mod`ele, qui est d´ecrit dans Friedli & Benz 1995, part d’une configuration initiale axisym´etrique, le gaz ´etant distribu´e dans un disque homog`ene), Martin & Friedli (1997) remarquent que les barres rem- plies de r´egions HII semblent d´epourvues de r´esonances internes de Lindblad (c’est `a dire qu’elles n’abritent pas de concentration de masse importante dans les r´egions nucl´eaires), et sont prob- ablement plus jeunes que les barres dans lesquelles la formation d’´etoiles ne se produit qu’au centre. L’´evolution g´en´erale de la formation d’´etoiles dans les barres serait donc la suivante : distribution initiale tout le long de la barre (similairea ` celle de la formation d’´etoiles dans les bras spiraux) ; puis d´ebut d’une concentration circumnucl´eaire ; puis ´epuisement de la formation d’´etoiles le long de la barre et renforcement de la concentration circumnucl´eaire.
La longueur des barres, normalis´ee par la taille du disque, semble conditionner la distinction entre les classes SAB et SB (il y a du moins un bon accord entre ces deux propri´et´es pour les galaxies de notre ´echantillon). Les bras ont aussi tendancea ` se connecter aux barres longues `a angle droit, et aux barres courtes de fa¸con continue. La longueur des barres est de plus anti-corr´el´ee `a leur rapport d’axes (Martinet & Friedli 1997), et c’est en premi`ere approxima- tion une mesure de leur aptitudea ` collecter le gaz du disque. Elle tend `aaugmenteravecla taille des bulbes (Athanassoula & Martinet 1980 ; Martin 1995). Cependant, comme rappel´e pr´ec´edemment, le rapport de taille ou de masse du bulbe et du disque n’est que faiblement reli´e au type morphologique. Par ailleurs, Seigar & James (1998) ont d´efini un param`etre des barres (mesur´e sur des images en infrarouge proche) qu’ils appellent l’angle ´equivalent, par analogie avec la largeur ´equivalente des raies spectrales, et qui est un estimateur de la force des barres plus pr´ecis que leur longueur normalis´ee. Ils trouvent que des barres faibles se rencontrent dans tout l’intervalle de rapport bulbe sur disque de leur ´echantillon de galaxies, mais que les barres fortes tendent `aˆetre li´ees `a des rapports bulbe sur disque relativement ´elev´es.
Comme dans les bras spiraux, des bandes de poussi`ere sont souvent visibles le long des barres, et r´ev`elent des zones de grande densit´e du gaz interstellaire. Elles ont des formes caract´eristiques, qui d´ecoulent de la dynamique du gaz, et qui sont bien reproduites par les simulations hydrody- namiques d’Athanassoula (1992b) (voir ci-dessous). Des arcs de poussi`ere perpendiculaires aux bandes principales peuvent aussi exister (particuli`erement bien visibles dans NGC 1097).
Les barres sont des ondes de densit´edesym´etrie d’angle π, qui tournent en bloc avec une vitesse angulaire caract´eristique, et s’identifienta ` des ondes spirales de grande ampli- tude. Elles g´en`erent en effet une structure spirale bien d´evelopp´ee et r´eguli`ere (avec deux bras dominants), qui peut aussi ˆetre induite par des interactions de mar´ee. Les simulations de Combes & Gerin (1985), par exemple, o`u les nuages mol´eculaires sont trait´es comme des par- ticules `a collisions in´elastiques, montrent la r´eponse spirale du gaza ` une barre. A l’inverse, une III. Les galaxies spirales barr´ees 23 substantielle fraction des galaxies ordinaires isol´ees ont une structure spirale filamentaire, faite de fragments de bras multiples d’aspect chaotique, cr´e´es par une instabilit´evis`a vis d’ondes de sym´etries d’ordres plus ´elev´es.
III.3 Dynamique du gaz
La r´eponse du gaza ` une barre d´epend beaucoup des r´esonances de l’onde barr´ee avec le potentiel non perturb´e. Leur existence et leur emplacement peuvent ˆetre d´eduits d’observations cin´ematiques du gaz. La moyenne azimuthale de la courbe de rotation observ´ee donne une estimation de la courbe de rotation qui serait observ´ee en l’absence de perturbation, d´etermin´ee par la composante axisym´etrique du potentiel. La phase de l’onde barr´ee peut s’´ecrire ωt−mθ = m [Ωb −Ω(r)]t o`u le nombre d’onde m est ´egal `a2,Ω(r)d´esigne la courbe de rotation angulaire axisym´etrique et Ωb la vitesse angulaire de l’onde. Dans un r´ef´erentiel o`ulabarreestaurepos, les ´etoiles tournent `alavitesseΩ(r) − Ωb,retrouvantlamˆeme configurationa ` une fr´equence m r − / π [Ω( ) Ωb ] (2 ), et d´ecrivent de petites oscillations autour de la composante circulaire de leur trajectoire, les ´epicycles,a ` la vitesse angulaire κ(r)=2Ω(r) 1+0.5 dlnΩ/d ln r .Les r´esonances sont d´efinies par
m [Ω(r) − Ωb ]=lκ(r) (III.1) o`u l est un entier (Athanassoula 1984). Ω(r)=Ωb corresponda ` la corotation (l =0)etl = ±1 aux r´esonances de Lindblad (interne pour le signe + et externe pour le signe −). La figure III.3 est une illustration sch´ematique de deux cas de figure avec ou sans r´esonance interne de Lindblad. Lorsque la concentration de masse au centre de la galaxie augmente, la courbe de rotation croˆıt plus rapidement, ce qui facilite la pr´esence d’une r´esonance interne de Lindblad.
L’´elongation des structures stellaire et gazeuse, due `a la forme quasi-elliptique de la princi- pale famille d’orbites p´eriodiques, est la signature d’une perturbation de grande amplitude du potentiel gravitationnel axisym´etrique du disque. La vitesse de rotation de l’onde barr´ee est plus petite que celle du gaz, et les deux vitesses sont ´egales `aunrayonder´esonance (corotation) situ´e au-del`a des extr´emit´es de la barre. Cette perturbation peut apparaˆıtre spontan´ement dans un disque dynamiquement “ti`ede”, c’est `a dire dont la dispersion de vitesse σ des ´etoiles est Q σκ µ faible ; cela revienta ` dire que le param`etre de stabilit´edeToomre, = πGµ,o`u est la densit´e surfacique de masse, est un peu sup´erieur `a 1, garantissant la stabilit´e contre l’effondrement radial, mais autorisant la croissance de perturbations. Elle peut ´egalement ˆetre induite par in- teraction de mar´ee avec une galaxie compagnon, car on a remarqu´e une plus grande proportion de galaxies barr´ees dans les syst`emes binaires que dans le champ ou les amas, du moins pour les types pr´ecoces (Elmegreen et al. 1990).
Adesr´esonances entre l’onde de densit´e et le potentiel non perturb´epeuventˆetre associ´ees des signatures morphologiques : des anneaux (ou pseudo-anneaux s’ils sont constitu´es par des bras spiraux tr`es enroul´es) de forme elliptique, qui sont suppos´es ˆetre situ´es `aproximit´edela r´esonance interne de Lindblad 2/1 pour les anneaux nucl´eaires, de la corotation (plus pr´ecis´ement de la r´esonance ultraharmonique 4/1) pour les anneaux internes, ou de la r´esonance externe de Lindblad pour les anneaux externes, dans l’ordre croissant de la distance au centre. Les anneaux 24 nucl´eaires sont souvent tr`es inhomog`enes et principalement form´es d’une collection de r´egions HII g´eantes. Ils sont d’ailleurs plus facilement observables dans les traceurs du gaz que dans le rayonnement stellaire.
Au franchissement de chaque r´esonance, l’orientation des orbites p´eriodiques dominantes et de l’´eventuel anneau correspondant change : elle est alternativement parall`ele ou perpendiculaire `a la barre (parall`ele entre la r´esonance interne de Lindblad si elle existe, ou le centre sinon, et la corotation). La formation d’anneaux dans les galaxies barr´ees est bien comprise : ils r´esultent du pi´egeage et de l’accumulation de gaz qui a migr´e dans le disque par perte de moment angulaire, dˆu au couple gravitationnel exerc´e par la barre. Les anneaux circumnucl´eaires semblent se trouver exclusivement dans les types pr´ecoces (avant SBbc), c’est `a dire dans des galaxies ayant vraisemblablement une densit´e centrale de masse suffisante pour induire des r´esonances internes de Lindblad.
Des anneaux peuvent aussi ˆetre pr´esents dans des galaxies apparemment non barr´ees (`amoins qu’elles n’aient une faible distorsion ovale non d´etect´ee), mais il pourrait s’agir dans ce cas d’une survivance `a une barre d´etruite (Athanassoula 1996).
Les lentilles, fr´equemment observ´ees dans les spirales barr´ees pr´ecoces, qui sont des struc- tures ovales `abordtranch´eetdontladensit´e de luminosit´e interne est relativement uniforme (dont quelques exemplaires observ´es en infrarouge moyen sont visibles dans l’Atlas, par exem- ple NGC 1672 et NGC 1097), pourraient r´esulter de la dissipation partielle de la barre par une concentration de masse centrale (Combes 1996). Leur origine est cependant controvers´ee.
La barre est soutenue par une famille principale d’orbites stellaires p´eriodiques appel´ee x1, dont l’´elongation est parall`ele `a l’axe majeur de la barre. Lorsque des r´esonances internes de Lindblad existent, des orbites p´eriodiques x2,d’´elongation parall`ele `a l’axe mineur de la barre,
Figure III.3: Exemple de courbe de rotation et de r´esonances. `agauche:Vitesse lin´eaire du gaz(traitcontinu)etdedeuxr´ealisations diff´erentes d’une barre (tirets). `adroite:Vitesse angulaire moyenne Ω,fonctionsΩ−κ/2 et Ω+κ/2 et leurs intersections avec la vitesse angulaire de la barre Ωb. Dans le cas Ωb1, il n’y a pas de r´esonance interne de Lindblad ; dans le cas Ωb2, il en existe deux. III. Les galaxies spirales barr´ees 25
Figure III.4: (extraite de Regan et al. 1999). `agauche:Sch´ema des orbites du gaz lorsqu’il est trait´e non comme un fluide mais comme un ensemble de nuages dissipant de l’´energie unique- ment dans les collisions entre eux. `adroite:Champ de vitesse du gaz dans le r´ef´erentiel de la barre d’un mod`ele hydrodynamique. La densit´edegazestrepr´esent´ee en niveaux de gris. Les fines bandes horizontales, qui correspondent aux bandes de poussi`ere, sont l’emplacement de chocs. se d´eveloppent au centre (Athanassoula 1992a). Le gaz ne suit pas ces orbites p´eriodiquesa ` cause de sa nature dissipative. Du fait de son d´ephasage avec le potentiel (sa vitesse de rotation est plus grande que celle de la barre), il subit un couple gravitationnel et circule sur des orbites elliptiques passant graduellement de la forme des orbites x1 `a celle des orbites x2,delapartie externe vers la partie interne de la barre. Du cˆot´e de la barre en aval de l’axe majeur (c’esta ` dire le cˆot´e qui voit arriver le gaz venant de l’apocentre des orbites x1 et qui le voit partir vers le p´ericentre, “leading side” en anglais), le gaz circulant sur diff´erentes trajectoires se rejoint (il y a surpeuplement d’orbites, “orbit crowding”), et des chocs se d´eveloppent `a grande ´echelle. La figure III.4 montre une repr´esentation du champ de vitesse du gaz et des bandes de choc dans un mod`ele particulier.
Aux bandes de choc sont associ´ees les bandes d’absorption souvent remarquables dans les images optiques de galaxies barr´ees, qui manifestent la brutale augmentation de densit´edu gaz au passage des chocs. Athanassoula (1992b) a montr´e comment la forme de ces bandes de poussi`ere d´epend du potentiel et de l’existence des r´esonances internes de Lindblad. La pr´esence de ces derni`eres est n´ecessaire pour expliquer le d´eveloppement de bandes de choc d´ecal´ees par rapporta ` l’axe majeur du cˆot´e aval. Lorsque la concentration de masse centrale est trop petite ou que la vitesse angulaire de la barre est trop grande pour qu’une r´esonance interne de Lindblad existe, les trajectoires du gaz ont la mˆeme orientation que les orbites x1, et les bandes de choc sont soit confondues avec l’axe majeur de la barre, soit absentes. Par ailleurs, une barre faible induit des bandes de choc de forme courbe, tandis qu’une barre forte forme des bandes de choc rectilignes, telles que souvent observ´ees dans les galaxies barr´ees pr´ecoces.
Au passage des bandes de choc, le gaz change abruptement de direction : le cisaillement est tr`es important et le gaz, perdant une partie de son moment angulaire, coule vers les r´egions 26 centrales. Lorsqu’une r´esonance interne de Lindblad existe, le gaz s’accumule dans un anneau ; sinon, il peut ˆetre transf´er´epluspr`es des r´egions nucl´eaires. Cette accumulation de gaz peut ˆetre d’ampleur suffisante pour rendre le disque gazeux circumnucl´eaire auto-gravitant, qui deviendrait alors instable vis-`a-vis d’une onde spirale ou barr´ee sans que la composante stellaire centrale ne le soit. N´eanmoins, un m´ecanisme plus r´ealiste pour rendre compte des observations d’ondes de densit´enucl´eaires (dont la corotation est trouv´ee co¨ıncider avec la r´esonance interne de Lindblad de la barre principale) a ´et´epropos´e par Masset & Tagger (1997) : il s’agit d’un couplage non- lin´eaire entre les deux ondes, qui ´echangent du moment cin´etique pour se renforcer mutuellement. Comme la dispersion de vitesse des ´etoiles est tr`es grande dans la zone circumnucl´eaire, l’onde secondairesed´eveloppe plus facilement dans le gaz.
Une autre cons´equence des flux de gaz va nous int´eresser plus directement : le d´eclenchement de sursauts de formation d’´etoiles. La loi de Schmidt, qui relie de fa¸consimpleletauxde formation d’´etoiles `aladensit´e de gaz, semble valable aussi bien dans les disques de galaxies que dans leurs r´egions circumnucl´eaires ou dans les r´egions `a sursaut de formation d’´etoiles intense, au-del`a d’un certain seuil en densit´e du gaz (Kennicutt 1998b). Elle s’exprime, en termes de ∝ n n densit´es surfaciques, sous la forme ΣSFR Σgaz,o`u vaut de l’ordre de 1.4 . De l’application de cette loi, il r´esulte imm´ediatement que la formation d’´etoiles doit ˆetre particuli`erement intense au centre des galaxies barr´ees, et l’efficacit´e de formation d’´etoiles plus ´elev´ee qu’au centre des galaxies non barr´ees (puisque la loi de Schmidt est non-lin´eaire).
Regan et al. (1997), en ajustant un mod`ele hydrodynamique au champ de vitesse (observ´e dans la raie Hα) d’une galaxie fortement barr´ee, NGC 1530, estiment que le taux d’accr´etion −1 effectif sur la r´esonance interne de Lindblad est d’environ 1 M .an . Tout le gaz qui atteint le rayon de l’ILR, dans le prolongement de la bande de choc, n’y est pas pi´eg´e. En effet, la majeure partie du gaz repart en direction de la bande de choc oppos´ee, comme indiqu´e dans Fig. III.4. Cependant, on observe fr´equemment des taux de formation d’´etoiles centraux plus ´elev´es que cette estimation du taux d’accr´etion (par exemple dans NGC 5383, ´etudi´ee par Sheth et al. 2000). C’est un argument qui tenda ` favoriser, pour le d´eroulement de la formation d’´etoiles, des sursauts entrecoup´es de p´eriodes de latence, pendant lesquelles le disque ou l’anneau de gaz se remplit, plutˆot qu’une activit´econtinue.
III.4 Simulations des barres incluant le gaz et la formation d’´etoiles
L’´equipe de dynamique galactique de Gen`eve a construit une s´erie de simulations num´eriques ´evolutives des galaxies barr´ees, `a trois dimensions, prenant en comptea ` la fois le couplage gravi- tationnel entre les ´etoiles et le gaz interstellaire (Friedli & Benz 1993) et la r´egulation dynamique par la formation d’´etoiles (Friedli & Benz 1995). Les effets de la formation d’´etoiles incluent, en plus de la consommation de gaz, l’injection d’´energie thermique, d’´energie m´ecanique (par les ventsetlessupernovædetypeII),etl’´evolution chimique.
Les principaux r´esultats sont les suivants :
— Une barre gazeuse ne peut pas exister sans barre stellaire, la dynamique du gaz ´etant essentiellement dict´ee par le potentiel stellaire. Cependant, la barre gazeuse est toujours plus fine, et elle peut ˆetre “forte” mˆeme si elle est engendr´ee par une distorsion ovale. Par III. Les galaxies spirales barr´ees 27
cons´equent, les distorsions ovales fournissent au mˆeme titre que les barres fortes un moyen efficace de provoquer des ´ecoulements de gaz (voir en particulier, en illustration de ce fait, la galaxie NGC 4102, montr´ee dans le chapitre IV.3, et dont l’activit´e est discut´ee dans le chapitre VI).
— La vitesse de la barre d´ecroˆıt au cours du temps dans les syst`emes non collisionnels purs (c’est `a dire uniquement stellaires), mais se stabilise dans les syst`emes comportant une composante dissipative, d`es que suffisamment de masse a ´et´e accr´et´ee au centre. Ce fait peut donc empˆecher (si l’accr´etion de masse au centre n’est pas trop ´elev´ee) les r´esonances internes de Lindblad de se renforcer, ce qui est un m´ecanisme de destruction des barres.
—Lecrit`ere local de stabilit´e de Toomre contre l’effondrement gravitationnel (le gaz est stable si Q = vsκ > 1, o`u v est la vitesse du son, κ la fr´equence ´epicyclique et µ la densit´esur- g πGµg s g facique du gaz) reproduit qualitativement la distribution spatiale observ´ee de la formation d’´etoiles.
— La formation d’´etoiles est intense tout le long de la barre lorsque celle-ci s’est form´ee, dans un disque initialement axisym´etrique, il y a moins de 5.108 ans, mais confin´ee au centre et aux extr´emit´es de la barre lorsqu’elle est ´evolu´ee. Il n’est cependant pas clair si cette ´evolution s’applique aussi aux barres faibles ou non.
— Les gradients de m´etallicit´e du gaz et des ´etoiles sont r´eduits dans toute l’´etendue du disque (Friedli et al. 1994), et ce d’autant plus que la barre est plus forte. Cependant, la formation d’´etoiles intense dans les r´egions centrales est capable d’accentuer le gradient localement, sur une ´echelle de l’ordre du kpc.
— La formation d’´etoiles r´eduit la compacit´e de la concentration de masse centrale, par rapport au r´esultat des simulations n’incluant pas la conversion de gaz en ´etoiles. Par cons´equent, la possible destruction de la barre par l’accumulation de masse centrale, qui d´epend de sa compacit´e, est empˆech´ee ou retard´ee.
Un param`etre important pour l’instabilit´edynamique`al’´egard d’une barre est le rapport de masse du bulbe et du disque : un petit rapport favorise l’instabilit´eetentraˆıne des taux d’accr´etion plus grands. Par ailleurs, Friedli & Benz (1993) trouvent que le taux d’accr´etion de gaz au centre (int´egr´e au cours du temps) augmente si le rapport d’axes b/a de la barre (mesur´e `alamoiti´e du rayon de corotation) diminue. Cependant, ce r´esultat n’est pas enti`erement convaincant, car le rapport d’axes ´evolue au cours du temps, et un mod`ele parmi ceux explor´es est discordant.
Ces simulations permettent de suivre l’´evolution conjointe des caract´eristiques de la barre et de l’activit´e de formation d’´etoiles. Martinet & Friedli (1997) ont compar´elesr´esultats des mod`eles `a des observations, les taux de formation d’´etoiles ´etant estim´es `apartirdelacouleur infrarouge F25/F100, et la force de la barrea ` partir du rapport de sa longueura ` la taille du disque ou de son rapport d’axes b/a. Ces observations tendent `a montrer que c’est dans les galaxies fortement barr´ees que l’activit´e de formation d’´etoiles est la plus intense, mais que les deux quantit´es force de la barre – taux de formation d’´etoiles ne sont pas corr´el´ees. En effet, une fraction importante des galaxies fortement barr´ees ont une activit´e de formation stellaire similaire `a celle des galaxies faiblement barr´ees. Cette observation s’explique par le fait que 28 la formation d’´etoiles se produit sur une ´echelle de temps bien plus petite que l’´evolution du potentiel : le taux de formation d’´etoiles au centre n’augmente significativement qu’une fois que la densit´e de gaz a atteint un seuil critique, et le gaz est alors consomm´e`auntauxplusgrand −1 −1 que le taux d’accr´etion par l’effet de la barre (de l’ordre de 10 M .an contre 1 M .an ). La barre peut donc rester de grande amplitude longtemps apr`es qu’un sursaut se soit produit et ´evanoui.
Martin & Friedli (1997) ont par ailleurs compar´elespr´edictions des simulations `a la distri- bution observ´ee des r´egions HII dans les barres de galaxies tardives, ainsi qu’aux diff´erences morphologiques observ´ees entre les barres stellaires et les barres observ´ees en Hα.Danscer- taines barres suppos´ees de formation r´ecente, la formation d’´etoiles peut ˆetreintenselelongde la barre, comme dans NGC 7479, mais mˆeme dans cette galaxie, pour des valeurs raisonnables des param`etres qui gouvernent les conditions et les effets de la formation d’´etoiles, presque tout le gaz qui coule vers les r´egions centrales atteint celles-ci sans avoir ´et´econsomm´e.
III.5 Importance des barres pour l’´evolution des galaxies isol´ees
La redistributiona ` grande ´echelle du gaz interstellaire a d’autres cons´equences. Premi`erement, une anti-corr´elation a ´et´emiseen´evidence entre la force des barres et le gradient radial de m´etallicit´e des disques, ce qui est dˆu`a la migration du gaz de la partie interne du disque (`a l’ext´erieur de la corotation) vers la partie externe en direction de la r´esonance externe de Lind- blad, et de l’int´erieur de la corotation vers les r´egions centrales. Une barre forte est capable de redistribuer le gazal’´ ` echelle de tout le disque.
Le fait que les simulations num´eriques puissent former une barre dans un disque quasi- spontan´ement et d’autre part pr´evoient qu’une barre peut ˆetre dissoute par une accumulation de masse au centre, ce qui est une cons´equence mˆeme de l’existence d’une barre forte, sugg`ere de plus que toutes les galaxies spirales peuvent avoir travers´e au moins une phase barr´ee au cours de leur ´evolution et que ce ph´enom`ene peut se reproduire cycliquement. Sur la base de son gradient radial de m´etallicit´e, Martin & Belley (1997) proposent que dans la galaxie NGC 4736, qui poss`ede une distorsion ovale (Bosma et al. 1977), une barre autrefois forte ait ´et´e partiellement d´etruite.
Il est admis que les effets dynamiques d’une barre peuvent contribuerafairecroˆ ` ıtre les bulbes dans les galaxies spirales isol´ees. On peut voir deux effets distincts : – La barre cr´ee des r´esonances verticales, qui peuvent attirer un grand nombre d’´etoiles (nou- vellement form´ees par l’accr´etion de gaz ou pas) sur des orbites ayant des excursions verticales importantes (Pfenniger & Norman 1990). La structure verticale des r´egions internes des galax- ies barr´ees est ainsi tr`es caract´eristique, de forme rectangulaire (“boxy”) lorsque la barre est observ´ee align´ee avec la ligne de vis´ee, et en forme de cacahu`ete (“peanut”) lorsqu’elle est vue par la tranche (Combes et al. 1990). – Une augmentation importante de la concentration de masse au centre a pour effet de re- pousser `a un plus grand rayon la r´esonance interne de Lindblad, et aussi de la rendre plus forte, ce qui g´en`ere des orbites chaotiques qui perturbent alors les orbites principales de la famille x1.Parceph´enom`ene, les orbites qui sous-tendent la barre disparaissent et la barre III. Les galaxies spirales barr´ees 29 est d´etruite (Hasan & Norman 1990). Les ´etoiles qui faisaient la structure de la barre forment alors un bulbe ou viennent grossir un bulbe pr´eexistant. Il peut subsister une d´eformation tri- axiale dans ce bulbe, ce qui serait un signe caract´eristique de l’existence pass´ee d’une barre (Pfenniger & Norman 1990).
Il existe donc une possibilit´e de former partiellement les bulbes apr`es les disques, dans des galaxies n’ayant pas subi de fusion avec un compagnon, mˆeme si les ´etoiles qui se retrouvent dans le bulbe sont aussi vieilles que les ´etoiles du disque. Cela implique une comp´etition avec le sc´enario de formation hi´erarchique des galaxies, car l’´evolution morphologique se fait dans le premier cas `a partir d’une seule galaxie (accr´etant ´eventuellement du gaz) et non de la fusion de plusieurs galaxies. Une telle ´evolution induite par une barre est cependant beaucoup plus lente et conserve le disque. 30 31
Chapitre IV Echantillon de galaxies
IV.1 Programmes d’observation
L’´echantillon utilis´ea´et´e construit en plusieurs ´etapes. Le programme d’observations ISO- CAM qui a sous-tendu le sujet de la th`ese est Cambarre, qui avait pour objet de cartographier quelques galaxies spirales barr´ees proches et bien r´esolues, dans le but de caract´eriser leur activit´e de formation d’´etoiles et sa distribution spatiale. Les 13 galaxies s´electionn´ees sont brillantes en infrarouge lointain et de types morphologiques vari´es, toutes faiblement inclin´ees sur la ligne de vis´ee et `a des distances comprises entre 11 et 38 Mpc, ce qui garantit, vu leurs tailles, que beaucoup de d´etails sont r´esolus. Leurs magnitudes absolues dans le bleu varient entre −19.25 et −20.84, c’est `a dire qu’elles moins brillantes que la magnitude typique de la fonction de lu- minosit´edeSchechter(−21). Toutes sont fortement barr´ees, `a l’exception de NGC 4535 qui a une barre faible et qui est situ´ee `alap´eriph´erie sud de l’amas de Virgo.
Ces galaxies ont ´et´e cartographi´ees dans deux filtres larges : LW2, centr´e`a7µm (5–8.5 µm), et LW3 centr´e`a15µm (12–18 µm). Ces filtres ont ´et´e choisis, le premier parce qu’il recouvre un massif de bandes d’´emission aromatiques, et le deuxi`eme parce qu’il ´etait suppos´ecou- vrir le continuum thermique des petits grains de poussi`ere classiques, avec une contamination n´egligeable par les bandes aromatiques. La s´eparation non ambigu¨e de ces deux phases de poussi`ere aurait ´et´e possible grˆace `a des observations en mode de spectro-imagerie d’ISOCAM, mais qui auraient n´ecessit´e un temps d’observation r´edhibitoirement long, et au prix d’une bien moins grande sensibilit´e. Nous verrons que les filtres choisis sont bien adapt´es `a cette ´etude, mˆeme si l’interpr´etation de l’´emission qu’ils collectent a m´enag´e quelques surprises. Pour v´erifier sur quelques exemples que les filtres larges permettent bien de s´eparer les contributions des diff´erentes phases ´emettrices, et pour obtenir des informations plus fines sur leur distribu- tion spectrale d’´energie et leurs variations spatiales `a l’int´erieur des galaxies, des spectres ont ´egalement ´et´e obtenus, avec les filtres variables circulaires (CVF) d’ISOCAM, pour deux galaxies de cet ´echantillon.
Dans le but d’augmenter la taille de l’´echantillon et de disposer d’un groupe de galaxies de r´ef´erence, non barr´ees ou dont la barre est de force interm´ediaire, deux autres programmes ont ´et´e utilis´es, ainsi que pr´evu par l’argumentaire de Cambarre : – Camspir, dont les cibles sont six galaxies spirales de grande taille angulaire, certaines in- trins`equement g´eantes (diam`etres optiques entre 11 et 29 , qui se traduisent par des tailles 32 physiques entre 14 et 60 kpc). Ces galaxies permettent une analyse spatiale tr`es d´etaill´ee `a la r´esolution angulaire d’ISOCAM. Trois d’entre elles ont ´egalement ´et´eobserv´ees en mode de spectro-imagerie. – Virgo, dont le but ´etait de caract´eriser les propri´et´es en infrarouge moyen d’un ´echantillon complet de galaxies de l’amas proche Virgo. Je n’en ai utilis´e qu’une partie, c’estadireles ` galaxies spirales, barr´ees ou non, suffisamment r´esolues pour leur appliquer une d´ecomposition ´el´ementaire en r´egions centrales et disque (voir l’Atlas et le chapitre VI).
Enfin, pour disposer d’une meilleure statistique, j’ai compl´et´ecet´echantillon avec des galaxies selectionn´ees dans l’archive publique d’ISO, qui appartiennenta ` deux autres programmes : – Sf glx (PI G. Helou), qui contient un tr`es grand nombre de galaxies, d´efini dans le but g´en´eral de mieux cerner les propri´et´es du milieu interstellaire et les processus de formation d’´etoiles. – Irgal (PI T. Onaka), en pr´eparation et compl´ement `a la future mission spatiale infrarouge IRTS, par le Japon. J’ai choisi parmi ces galaxies celles qui n’abritent pas de noyau de Seyfert et dont le disque stellaire ne pr´esente pas de forte distorsion par des interactions gravitationnelles. Notons que M 51 et M 101, par exemple, qui font partie du projet Camspir, sont bien connues pour subir des interactions de mar´ee, visibles dans la morphologie externe de leurs bras spiraux. Cependant, les d´eformations induites restent mod´er´ees, et les cons´equences dynamiques affectent surtout le disque (en particulier dans la structuration des bras), et beaucoup moins les r´egions centrales. Par ailleurs, il n’existe pas de galaxie qui soit id´ealement isol´ee de tout le reste de l’univers. C’est pourquoi des interactions mod´er´ees ont ´et´etol´er´ees dans la s´election des galaxies de Sf glx et Irgal.
La liste compl`ete des galaxies de l’´echantillon, avec leurs caract´eristiques g´en´erales (coor- donn´ees, distance, type morphologique, magnitude bleue, diam`etre optique et type nucl´eaire) se trouve dans l’article inclus dans le chapitre VI.
IV.2 Publication : Atlas
An atlas of mid-infrared dust emission in spiral galaxies H. Roussel, L. Vigroux, A. Bosma, M. Sauvage, C. Bonoli, P. Gallais, T. Hawarden, J. Lequeux, S. Madden & P. Mazzei Astronomy & Astrophysics 369, 473-509 (2001)
Voici le r´esum´e de cet article :
Nous avons pr´esent´e les cartes compl`etes de l’´emission de la poussi`ere `a7µm de 43 galaxies de types morphologiques compris entre S0/a et Sdm,a ` une r´esolution angulaire plus petite que 10 et une sensibilit´e de l’ordre de 5 µJy arcsec−2. Nous avons aussi d´ecrit en d´etail la r´eduction des donn´ees, fourni les flux totauxa7et15 ` µm et soulign´elespropri´et´es morphologiques g´en´eriques de cet ´echantillon. Comme il existe une litt´erature fournie sur beaucoup de ces galaxies ´etudi´ees individuellement, nous nous sommes restreints aux caract´eristiques communes. La description d´etaill´ee de l’´echantillon et l’interpr´etation des donn´ees figurent ensemble dans l’article I.
La morphologie est tr`es semblable en infrarouge moyen et en optique,a ` l’exception des IV. Echantillon de galaxies 33 galaxies particuli`eres dont l’´emission de la poussi`ere est fortement concentr´ee : l’´emission `a7et 15 µmsuitdepr`es les bras spiraux, les lentilles et les complexes g´eants individuels. Cependant, elle apparaˆıt moins ´etendue que l’´emission stellaire et tend `aser´eduire dans les bras spiraux lisses et non structur´es, frequ´emment observ´es dans les disques externes des galaxies pr´ecoces, et particuli`erement des galaxies d´eficientes en gaz HI. Cela peut se relier `a des faibles densit´es de surfacea ` la fois dans le gaz et dans les populations stellaires jeunes. Une autre diff´erence frappante concerne l’aspect de la barre, o`ulesr´eponses des traceurs du milieu interstellaire et des ´etoiles au potentiel gravitationnel sont clairement distinctes. Enfin, les r´egions centrales se distinguent dans nos cartes comme des entit´es aux propri´et´es particuli`eres, et seront ´etudi´ees en d´etail dans l’article I.
La caract´eristique principale des couleurs en infrarouge moyen (les rapports des fluxa15et ` 7 µm) est leur constance remarquable `a travers les disques, except´edansdesr´egions circum- nucl´eaires et dans quelques complexes brillants des bras spiraux (dont le meilleur exemple se trouve dans les bras externes en interaction de mar´ee de M 101). 34 A&A 369, 473–509 (2001) Astronomy DOI: 10.1051/0004-6361:20010154 & c ESO 2001 Astrophysics
An atlas of mid-infrared dust emission in spiral galaxies
H. Roussel1,L.Vigroux1,A.Bosma2, M. Sauvage1, C. Bonoli3, P. Gallais1,T.Hawarden4, J. Lequeux5, S. Madden1, and P. Mazzei3
1 DAPNIA/Service d’Astrophysique, CEA/Saclay, 91191 Gif-sur-Yvette Cedex, France 2 Observatoire de Marseille, 2 place Le Verrier, 13248 Marseille Cedex 4, France 3 Osservatorio Astronomico di Padova, 5 Vicolo dell’Osservatorio, 35122 Padova, Italy 4 Joint Astronomy Center, 660 N. A’ohoku Place, Hilo, Hawaii 96720, USA 5 Observatoire de Paris, 61 avenue de l’Observatoire, 75014 Paris, France Received 3 November 2000 / Accepted 23 January 2001 Abstract. We present maps of dust emission at 7 µmand15µm/7 µm intensity ratios of selected regions in 43 spiral galaxies observed with ISOCAM. This atlas is a complement to studies based on these observations, dealing with star formation in centers of barred galaxies and in spiral disks. It is accompanied by a detailed description of data reduction and an inventory of generic morphological properties in groups defined according to bar strength and HI gas content.
Key words. atlas – galaxies: spiral – galaxies: ISM – infrared: ISM: continuum – infrared: ISM: lines and bands
1. Introduction The general description of the sample and detailed photometric results are given in Paper I, where the spectra The mid-infrared maps presented here are part of a larger are also published. Here, we provide the details of obser- sample of nearby spiral galaxies analyzed in Roussel et al. vations and data reduction, total fluxes at 7 and 15 µm, (2001a and b: Papers I and II). Paper I primarily in- a morphological description of galaxies grouped into ap- vestigates the dynamical effects of bars on circumnuclear propriate categories and maps at 7 µm, along with optical star formation activity, studied through dust emission at images. The 15 µm maps have very similar morphology 7and15µm, and proposes an interpretation of these mid- and are therefore not shown. These images demonstrate infrared data in conjunction with information on molec- the peculiar character of circumnuclear regions seen in the ular gas and stellar populations. Paper II deals with the mid-infrared. Information on the F15/F7 colors of bright use of mid-infrared fluxes as a star formation indicator complexes and other selected regions is added. in spiral disks. Observations belong to guaranteed time All of the maps are published for the first time, ex- programs of ISOCAM, a camera operating between 5 and cept those of M 51 (Sauvage et al. 1996) and NGC 6946 18 µm onboard the satellite ISO (described by Cesarsky (Malhotra et al. 1996), which are both re-analyzed here. et al. 1996). The sample consists of a first group of large and regular spirals, mainly barred, and of a second group 2. Observations of spiral galaxies belonging to the Virgo cluster. The an- All galaxies were observed with two broadband filters, gular resolution of ≈10 (HPBW), combined with spec- troscopic information from the same instrument, enables a LW3 centered at 15 µm (12–18 µm)andLW2centeredat 7 µm (5–8.5 µm), that we shall hereafter designate by their detailed view of the variations of two dust phases (uniden- central wavelength. Maps covering the whole infrared- tified infrared band carriers and very small grains, as char- acterized by e.g. D´esert et al. 1990), tracing different phys- emitting disk were built in raster mode, with sufficient overlap between adjacent pointings (half the detector field ical conditions. A stellar contribution can also exist at 7 µm (Boselli et al. 1998), but is negligible except in a few of view in most cases) to avoid border artifacts and to pro- early-type galaxies. vide redundancy for spoiled exposures. In all cases, the field of view is large enough to obtain a reliable determi- nation of the background level, except for NGC 4736 and [email protected] 6744. NGC 5457, the largest spiral in the sample with an Send offprint requests to: H. Roussel, e-mail: Based on observations with ISO, an ESA project with in- optical size of nearly 30 , was imaged with a combination struments funded by ESA Member States (especially the PI of two overlapping observations made during different rev- countries: France, Germany, The Netherlands and the UK) and olutions of the satellite. The pixel size is either 3 or 6 , with the participation of ISAS and NASA. depending on the galaxy size, but for Virgo galaxies it 474 H. Roussel et al.: An atlas of MIR dust emission in spirals was always 6 , in order to increase thesignaltonoisera- 2 – If needed, we mask out the borders of the detector tio. The half-power/half-maximum diameters of the point which are not sufficiently illuminated to allow a proper spread function are respectively 6.8 /3.1 at 7 µmwith flat-fielding; a3 pixel size, 9.5 /5.7 at 7 µmwitha6 pixel size, 3 – The removal of cosmic ray impacts is complicated by 9.6 /3.5 at 15 µmwitha3 pixel size and 14.2 /6.1 at the long-duration memory effects they can produce. The 15 µmwitha6 pixel size. Table 1 summarizes the rele- arrival of an energetic cosmic ray may be followed by ei- vant information regarding the observations. ther a slowly decreasing tail or a responsivity drop, as To estimate the relative importance of different emit- explained above. The vast majority of glitches are, how- ting species in different galactic regions, spectral imaging ever, of short duration (one to three exposures) and can between 5 and 16 µm of the inner disks of five bright galax- be rejected by median filtering. To also remove small tails ies was also carried out. These observations are essential and plateaus induced by glitch pile-up, the exposures im- to interpret broadband imaging results. They consist of mediately surrounding exposures flagged by the deglitcher one pointing with two circular variable filters, from 16.5 were examined and their flux level compared with that of to 9 µm and from 9.6 to 5 µm, with a spectral resolution adjacent non-flagged exposures, i.e. we iterated the me- λ/∆λ(FWHM) = 35 to 50. The sampling varies between dian filtering once after rejecting the cosmic ray peaks. 0.24 and 0.45 of ∆λ(FWHM). This filtering cannot blindly be applied everywhere. First, at a step between a faint and a bright illumination level and vice-versa, some real signal variation may be masked 3. Data analysis by the deglitcher. Therefore, the signal in the first and last 3.1. Broadband filter maps exposures for each sky position was compared with that in the neighboring exposures for the same sky position, Data reduction was performed using and adapting the and flags cancelled if necessary. Second, during a point- ISOCAM Interactive Analysis package (CIA). The main ing on a bright peaked source such as galactic circumnu- difficulty and source of uncertainty is the slow time re- clear regions, the noise includes, in addition to the readout sponse of the detector, which is typical of cold photo- and photon noises, high amplitude fluctuations which are conductors. Below 20 K, the mobility of carriers becomes approximately proportional to the signal and due to the very slow, which generates long time constants, both in satellite jitter. For the purpose of glitch detection, an ad- the bulk of the photoconductor and at contact electrodes. ditional noise component proportional to the signal was The typical time spent per pointing is ≈40–100 s whereas thus tuned to reproduce the jitter effects, and for very in general several hundred seconds are needed to reach bright sources, defined by a flux threshold set above the stabilization within 10% of the flux step. background, fluctuations of 20% around the median flux Several causes of memory effects can be distinguished, were allowed. The memory effects following some glitches, although they always involve the same physics of the de- for which no model exists, are temporarily set aside and tector. We will use different designations for convenience: examined at step 6; – (short-term) transients: they are due to the slow stabi- 4 – Short-term transients are corrected for by using the lization following a flux step (either upward or downward), latest available technique taking into account the detector after moving from one sky position to another; they are characteristics (Coulais & Abergel 2000). The parameters the origin of remnant images seen after observing a bright of the model have been determined in low and uniform source; illumination cases only, but are likely to vary with signal – long-term transients: drifts and oscillations visible dur- intensity and are inexact in the presence of strong spa- ing the whole observation and influenced by previous his- tial gradients. Indeed, when switching from a moderate tory; contrary to short-term transients, no model exists to flux level to a bright resolved source, the correction hardly correct for them; modifies the data. After a large amplitude flux step, the – glitch tails: slow return to the sky flux level following stabilization is, however, faster, and thus the last expo- the deposition of energy in the detector by intense cosmic sures are likely closer to the real flux than in the case of rays (this is an unpredictable effect); small flux steps. The readout histories of pixels imaging – responsivity drops: they also follow cosmic ray impacts galactic nuclei or extranuclear bright complexes were care- and produce “holes” which can last more than one hun- fully examined after step 7 to check whether the computed dred exposures (this is again an unpredictable effect). flux level was consistent with the level expected from the The data reduction proceeded in the following way: last valid exposures; if not, it was replaced with the mean 1 – The subtraction of the dark current follows a model signal in the last part of the readout history that was ap- which predicts its time evolution for even and odd rows of proximately flat as a function of time. Furthermore, after the detector. It accounts for variations along each satellite 1 seeing a bright source, remnant images are not completely orbit and along the instrument lifetime ; suppressed and can persist for several successive pointings; 1 It is described in “The ISOCAM dark current calibra- they are masked out at step 9; tion report” by Biviano et al. (1998), which can be found at: 5 – As long-term transients are not taken into account http://www.iso.vilspa.esa.es/users/expl lib/CAM list. by the above correction, they were approximated and re- html moved as one offset for each sky position, with respect to H. Roussel et al.: An atlas of MIR dust emission in spirals 475
Table 1. Raster observations. Listed are the number of the figure showing the maps, the project name (B: Cambarre;S:Camspir; F: Sf glx;V:Virgo), the pixel size, the number of pointings projected onto the raster map, the field of view, the number of exposures per pointing, the integration time per exposure, total on-target times at 15 and 7 µm, and total fluxes. When two figures are given, the first one corresponds to 15 µm and the second one to 7 µm. For NGC 6946, observed with 6 pixels, each pointing is displaced from the previous by a fractional number of pixels, so that the pixel size of the projected map is 3
a name Fig. proj. pix. Np map size nexp tint T15 T7 F15 F7 ( )( )(s)(s)(mJy) N289 6c B 3 16 240 26 5.0 2086. 2086. 327.8 ± 25.6 342.9 ± 14.7 N337 7b B 3 16 240 26 5.0 2131. 2137. 297.9 ± 24.0 336.1 ± 17.9 N613 5c B 3 25 288 25 5.0 3170. 3170. 1566.5 ± 104.0 1473.3 ± 71.4 N1022 7a B 3 16 240 26 5.0 2071. 2076. 802.3 ± 86.4 444.4 ± 45.3 N1097 5d B 3 25 288 25 5.0 3119. 3114. 2269.2 ± 167.4 2128.6 ± 125.4 N1365 5d S 6 16 480 61 2.1 1978. 1984. 4436.7 ± 764.5 3691.9 ± 616.6 N1433 5b B 3 25 288 25 5.0 3165. 3175. 355.3 ± 41.0 381.3 ± 33.8 N1530 5b B 3 16 240 26 5.0 2137. 2126. 606.1 ± 39.2 573.9 ± 39.1 N1672 5c B 3 25 288 25 5.0 3170. 3155. 2020.5 ± 123.0 1985.0 ± 129.2 N4027 7b B 6 9 384 41, 42 2.1 787. 787. 676.7 ± 95.5 775.8 ± 68.2 3 4 132 42, 41 2.1 350. 359. N4535 6b B 6 16 480 27, 20 5.0 2066. 2056. 1127.9 ± 181.4 1136.6 ± 68.9 3 4 132 26 5.0 539. 534. N4691 7a B 6 4 288 41, 42 2.1 359. 357. 795.9 ± 185.6 613.5 ± 83.1 3 4 132 42, 41 2.1 352. 354. N4736 (M94) 6d S 6 9 288 20 5.0 917. 922. 4204.5 ± 240.6 3913.9 ± 225.8 N5194 (M51) 6d S 3 100 663 27 2.1 5384. 5390. 8003.2 ± 493.5 8598.7 ± 552.1 N5236 (M83) 6a S 6 49 768 21 5.0 4918. 5155. 20098.4 ± 803.7 18474.9 ± 899.7 N5383 5a B 6 9 384 54 2.1 1024. 1022. 332.6 ± 61.9 350.2 ± 62.1 3 4 156 54, 52 2.1, 5.0 459. 1083. N5457 (M101) main † 6c S 6 49 | 1302 20, 21 5.0 4949. 4924. 5424.3 ± 322.0 6034.0 ± 116.7 Earm† 625|×972 25 5.0 3155. 3140. N6744 6b S 6 16 480 25 5.0 2031. 2041. 1497.4 ± 125.7 2419.4 ± 52.3 N6946 6a F 6-3 64 759 13, 9 2.1, 5.0 1585. 2872. 10651.6 ± 1767.2 11648.8 ± 678.6 N7552 5a B 6 16 480 26 5.0 2091. 2112. 3 9 168 26 5.0 1184. 1174. 2767.6 ± 193.7 1826.2 ± 168.5 Virgo cluster sample:
N4178 8a V 6 25 576 17, 18 2.1 819. 860. 181.5 ± 48.0 228.5 ± 24.6 N4192 8a V 6 49 768 17, 18 2.1 1528. 1625. 630.0 ± 99.6 900.8 ± 68.3 N4293 9a V 6 25 576 17, 18 2.1 804. 844. 188.6 ± 42.8 159.5 ± 25.3 N4351 8b V 6 9 384 17, 15 2.1 291. 283. 45.6 ± 26.352.6 ± 8.7 N4388 9a V 6 25 576 17, 18 2.1 812. 863. 1008.2 ± 244.0 499.4 ± 77.8 N4394 9b V 6 16 480 16 2.1 480. 478. 139.0 ± 41.0 161.2 ± 19.1 N4413 9b V 6 9 384 17, 16 2.1 302. 281. 93.0 ± 31.489.3 ± 11.0 N4430 8b V 6 9 384 17, 16 2.1 294. 279. 98.0 ± 23.5 132.5 ± 13.9 N4438 9c V 6 49 768 17, 18 2.1 1528. 1629. 209.1 ± 34.7 231.9 ± 26.9 N4450 9c V 6 25 576 17 2.1 791. 844. 169.7 ± 42.5 185.1 ± 14.6 N4491 9d V 6 9 384 17, 15 2.1 310. 287. 81.1 ± 25.230.5 ± 7.6 N4498 9d V 6 16 480 16 2.1 493. 478. 94.6 ± 19.2 112.9 ± 11.8 N4506 9e V 6 9 384 17, 16 2.1 294. 277. 12.7 ± 5.221.1 ± 9.8 N4567/ 8c V 6 25 576 17, 18 2.1 779. 829. 293.4 ± 15.5 317.9 ± 16.4 N4568 1099.0 ± 127.6 1074.7 ± 64.8 N4569 9e V 6 64 864 16, 18 2.1 1864. 2108. 939.3 ± 125.1 843.5 ± 54.1 N4579 9f V 6 36 672 17, 19 2.1 1161. 1306. 619.2 ± 85.1 672.5 ± 37.5 N4580 9f V 6 9 384 17, 16 2.1 298. 279. 103.9 ± 24.2 102.6 ± 7.7 N4633/ 8c/ V 6 36 672 17, 19 2.1 1123. 1266. 30.0 ± 9.530.3 ± 9.1 N4634 8d 258.2 ± 40.7 278.3 ± 35.0 N4647 9g V 6 36 672 17, 18 2.1 1127. 1310. 472.3 ± 32.0 474.3 ± 17.2 N4654 8d V 6 25 576 17, 18 2.1 814. 852. 1018.6 ± 78.4 1049.4 ± 42.9 N4689 9g V 6 25 576 17, 18 2.1 787. 863. 329.7 ± 37.4 340.9 ± 16.3 a This is the minimum number of exposures. At the beginning of the observation for each filter, it is in general much larger, in order to get closer to stabilization. † Themapsizegivenisthatofthecombinationofthemainmapwiththeeasternarmmap. 476 H. Roussel et al.: An atlas of MIR dust emission in spirals the last sky position taken as a reference, step by step Table 2. Parameters of the spectral observations. They include backwards and assuming that all pixels follow the same the pixel size, the ratio of the field of view to that of raster evolution. This is done by comparing the median of the maps, the number of exposures per wavelength, the integration highest possible number of pixels seeing the off-source sky time per exposure and the total useful time in the current pointing and in any of the already-corrected n t T pointings, and selecting the same set of pixels in both, name pix. size ( ) frac. size exp int (s) tot (s) a since at this stage the images have not been flat-fielded. N613 3 0.33 12 2.1 3960. As it is treated as an offset, the correction does not mod- N1097b 6 0.66 9–10 2.1 3276. ify the source flux but flattens the sky and allows better N1365 6 0.40 15 2.1 4918. determination of the background level. It is similar to the N5194 6 0.29 15 2.1 4918. long-term transient correction in the SLICE software of N5236 6 0.25 15 2.1 4918. Miville-Deschˆenes et al. (2000); a 6 – Short-term transients after a strong downward flux At 3 , no calibration flat-field in narrow filters was available, step which were imperfectly corrected at step 4, or glitch so we did not apply the division by fffilter (see last paragraph tails, left aside at step 3, and with the strongest time of Sect. 3.2). b µ derivatives (hence the easiest to detect), were masked out At the change of variable filter at 9.2 m, a downward jump by an automatic procedure. Drops below the background was visible in the whole field; to cancel it, we applied a unique offset to the second part of the spectrum. level, due to a responsivity drop after a glitch, were also masked out (without the need for strong time derivatives to design an automatic rejection); 3.2. Spectral imaging 7 – The valid exposures were averaged for each sky posi- tion; In order to be able to decompose broadband observations 8 – The flat-field response was systematically determined according to the various emitting species, low-resolution spectra between 5 and 16 µm were also obtained toward for each pixel as its mean value when illuminated by the background emission (masking the source), and then nor- the inner 3 × 3 or 1.5 × 1.5 of five galaxies. Table 2 malized by the mean in the 12 × 12 central pixels. When summarizes the parameters of these observations. for a given pixel the number of useable values is too low For spectral imaging, the principles of data reduction (which happens if the pixel mostly images the source, or are the same as for broadband filters. Additional problems is often rejected due to glitches or memory effects), or encountered in this type of observation are the following: when the error on the mean (computed from the disper- – The observation is split into two slightly overlapping sion) is higher than 5%, the flat-field response of this pixel parts: from 16.5 to 9.2 µm and then from 9.5 to 5 µm. The is not computed as the mean, but interpolated using the junction between the two circular variable filters, where neighboring pixels and the default calibration flat-field, the spectral transmission is low, can produce artefacts before applying the normalization. This method produces shortward of 9.2 µm for a few wavelength steps, especially better results than the use of raw calibration files. These because of non-stabilization; calibration data were employed only for NGC 4736 and – There is a small displacement of the source from one NGC 6744, for which the field of view is too small to ap- wavelength to another, the total shift reaching up to two ply the above method (the background is hardly seen). For 3 -pixels, which is due to the rotation and change of the Virgo galaxies, which are small compared to the camera circular variable filters. This effect was corrected for by fit- field of view and were mapped with numerous pointings, a ting the shape of the galactic central regions by a Gaussian time-variable flat-field was estimated, improving the final to measure their displacement on the array (for M 51, it quality of the maps. The correction for long-term drifts was not possible and was done manually at the change (step 5) was then iterated once for all galaxies (this is between the two segments of the variable filter); again similar to the SLICE processing); – Bright sources, such as galactic central regions, can cre- 9 – The most conspicuous residual memory effects escap- ate ghost images, due to reflections inside the instrument; ing rejection because they vary too slowly were removed in the case of NGC 1365, we could identify and isolate manually in each sky position image. They were identified regions contaminated by obvious stray light ghosts. The visually by comparing structure seen at the same sky coor- flux collected by ghosts in a uniform illumination case 2 dinates in different overlapping pointings (corresponding is ≈20% (ISOCAM handbook) . For resolved sources, it to different sets of pixels with different histories), taking depends on their position on the detector; advantage of the spatial redundancy of the observations; – The flat-field response used ignores any time or wave- 10 – The final map was built by projecting together all length dependency. Nevertheless, this source of error is the individual images on a sky rectangular grid; negligible compared with memory effects and the error on 11 – The conversion from electronic units to spectral en- the determination of the background level; ergy density units is made using the standard in-flight 2 ISO handbook volume III: CAM – the ISO camera, calibration data base. Siebenmorgen et al. 2000, SAI-99-057. It can be found at: http://www.iso.vilspa.esa.es/manuals/HANDBOOK/III/ cam hb/ H. Roussel et al.: An atlas of MIR dust emission in spirals 477
rising plateau from 11 to 16 µm: see Fig. 1 in Paper I), the spectral shape of the disk emission is well determined; – Because of ghosts, the flat-field response was not han- dled as in broadband filter observations. The observed sig- nal is the sum of the source, the background and their respective ghosts, multiplied by the flat-field response: I =(S + b + g(S)+g(b)) × ff. However, the calibra- tion flat-fields are also contaminated by ghosts: ffcal = ff × (1 + g(b)/b). Therefore, we define the corrected sig- nal as: Icorr =(I − zodi × ffcal)/fffilter, where zodi is the zodiacal spectrum estimated as described above and fffilter is a flat-field response measured with narrow fil- ters, which does not contain any ghost. We then obtain Icorr = S + g(S): only ghosts due to the source remain. The spectra resulting from the data processing de- scribed above are shown in Paper I (for central regions, disks, and the zodiacal emission), where they are dis- Fig. 1. Spectra of the central regions of the five galaxies ob- cussed. In Fig. 1 we reproduce the spectra of the galactic served in spectral imaging mode. They have been shifted for clarity by respectively 0.5, 1.3, 2.1 and 2.9 mJy arcsec−2 and central regions, with their noise and uncertainty on the multiplied by the numbers indicated on the right. Error bars zodiacal foreground (but no estimation of the errors due include the uncertainty on the zodiacal foregroung level, which to memory effects was possible). Contribution from stray- is small with respect to the central source brightness light ghosts can be of the order of 10–20% (see Sect. 3.5).
3.3. Photometry – Probably due to an inaccurate dark current subtraction amplified by the transient correction algorithm, the short- In some observations, the background is high compared wavelength spectrum can be negative at faint signal levels; to the source surface brightness, and it can be affected by – As sources occupy the whole field of view and no spectra inhomogeneities largely due to an incomplete correction of empty regions were taken during the observations, the for both short-term and long-term memory effects. The zodiacal foreground produced by interplanetary dust can- largest possible number of pixels has to be used, there- not be directly measured. We estimated it in the following fore, for a proper determination. In some other cases, a way: we use a high signal to noise ratio calibration obser- faint-level emission in spiral arms can be traced out to the vation,from16to5µm and then back from 5 to 16 µm map edge and likely continues outside the field of view. (which is useful to assess memory effects), of an empty However, this emission is extremely faint and does not 3 part of the sky . We apply an offset and a normalization introduce any significant error in integrated fluxes. The to this zodiacal spectrum in order to obtain the maximum only exceptions are NGC 4736 and NGC 6744, which are lower envelope to the average spectrum of the faintest pix- larger than the observation fields of view. For NGC 6744, els in our observation. The latter spectrum is composed 12% of the map in the southern part is blank, because the of zodiacal light with superimposed faint emission bands telescope did not move during 3 of the 16 programmed (UIBs: see Paper I). Then, two bracketing zodiacal spec- pointings. The given total fluxes are therefore lower lim- tra with the same normalization are placed symmetrically; its. Other uncertain fluxes are those of the apparent they are constrained to remain inside the dispersion lim- pair NGC 4567/68, which has slightly overlapping disks in its of the observed spectrum, at least where it is not con- projection. taminated by UIBs. The minimum and maximum zodia- For all galaxies, the integrated flux was measured in cal spectra estimated in this way are subtracted from the concentric circles and traced as a function of the number galaxy spectrum, which produces an upper and a lower of pixels, after excluding some sectors of the map where limit to the true spectrum. The minimum spectrum of the the galaxy extends to large distances, so as to see as much galaxy disk is also required to be positive, which tightens uncontaminated background as possible. The background the bracketing of the zodiacal spectrum. was fitted in the linear part of this curve. Due to the fact that the zodiacal light is several times Total fluxes are given in Table 1 and other photometric higher than the disk spectrum (outside the bright cen- results (see below) in Paper I. tral regions), the absolute intensity of the disk emission is subject to large uncertainties. However, since the zodi- acal light spectrum is mainly featureless (it consists of a 3.4. Separation of central regions from disks regularly rising part between 5 and 12 µmandaslowly A common feature of dust emission distribution in our 3 The identification number of this observation, “TDT galaxies is a very strong central peak in a region of typi- number” in the ISO archive, is: 06600401. cally 1 to 3 kpc. Sub-structures are barely seen because the 478 H. Roussel et al.: An atlas of MIR dust emission in spirals angular resolution is of the order of the size of these central – the deviation from stabilization, grossly estimated regions, but can sometimes be suspected from variations from the dynamics of each pixel’s response during the in the infrared color F15/F7. We measured fluxes from time spent on each pointing, as half the difference be- this central condensation after defining its radius from the tween the smoothed variation amplitude and the 99% 7 µm map. The galaxy center was first determined by fit- confidence level readout and photon noise. This error ting a two-dimensional Gaussian on an appropriate zone component is added linearly over all the pixels imaging whenever possible. Otherwise, it was placed by visual cri- the galaxy, because memory effects cannot be assimi- teria (for three galaxies). We computed the azimuthally lated to white noise. averaged surface brightness profile in elliptical annuli to compensate for the inclination on the sky, using as far The latter error is usually dominant, except for the faintest as possible orientation parameters derived from detailed galaxies. We obtain typical errors of ≈10% at 7 µmand kinematical analyses, otherwise from the position angle 18% at 15 µm (most galaxies having errors less than, re- and axis ratio of outer isophotes. This profile was decom- spectively, 18 and 30%). These do not take into account posed into a central region represented by a Gaussian and flux density calibration uncertainties, which are of the or- an inner disk represented by an exponential. The scale pa- der of 5%, with an additional 5% variation along each rameters were fitted on parts of the profile devoid of any orbit (ISOCAM handbook). obvious structure, such as rings or spiral arms, and each The five galaxies observed in spectral imaging mode component was truncated at the radius where the expo- provide the opportunity to perform checks on the agree- nential equals the Gaussian, which defined the photomet- ment between fluxes derived from independent observa- ric aperture radius for the circumnuclear region, RCNR. tions. Since the wavelength coverage of our spectra (5 to Dilution effects were corrected for in two ways. The about 16 µm) does not contain the whole 15 µm band (12– first consists of approximating central regions by point 18 µm), our comparison is limited to the 7 µm band. We sources and dividing the fluxes measured inside RCNR by simulated observations in the LW2 band (5–8.5 µm) us- the integral of the point spread function (PSF) inside the ing its quantum efficiency curve. The comparison with same aperture. The second one uses an iterative proce- the photometry performed on the 7 µmmapsisshown dure. The image is first re-sampled on a fine grid (replacing in Fig. 2. The agreement is perfect for NGC 1365, but each pixel by smaller pixels all taking the same value). The the spectra of the other four galaxies systematically over- brightest pixel of the original sampling is looked for, the estimate 7 µm fluxes with respect to raster maps. The PSF centered on it is subtracted from both images with a amplitude of the deviation (23% for NGC 613, 16% for small gain to ensure convergence of the process (5% here), NGC 1097, 12% for NGC 5194 and 17% for NGC 5236) and is then replaced in the fine-grid image with a Gaussian is of the order of what can be expected from stray light containing the same flux as the removed PSF, of FWHM ghosts from the circumnuclear regions, which would be about half the pixel size. This procedure is analogous to superimposed onto the source. This is consistent with the the CLEAN algorithm used in radio astronomy (H¨ogbom fact that an obvious ghost can be identified (outside the 1974). This is repeated until the residual image becomes central regions) only in the case of NGC 1365, whose cir- reasonably uniform. For central regions not much more cumnuclear region is thus likely free from the ghost it extended than the PSF, both estimates give equal results generates. It should then be remembered that photom- to a few percent; they differ in cases of a distribution flat- etry performed on raster maps is more reliable. See also ter than the PSF or in the presence of sub-structure, such F¨orster-Scheiber et al. (2001) for a photometric compari- as a ring. son between ISOCAM and ISOSWS spectra. Fluxes attributable to the pure spiral disk were then Second, we can compare our results with independent defined as the difference between total fluxes and central measurements from the same ISOCAM raster observa- region fluxes measured in this way. tions (differing in the applied data reduction and pho- tometry), for some galaxies of the sample analyzed by other individuals. In the Cambarre and Camspir samples, 3.5. Errors and photometric consistency there is only one such galaxy, M 83, bright and very ex- Photometric errors cannot be computed rigorously, due tended, for which Vogler et al. (2001) give F15 =20.2Jy to the uncontrolled memory effects of the camera. The and F7 =19.3 Jy, that is to say respectively 1.005 and quoted uncertainties are therefore only indicative. They 1.04 times the values obtained by us: the difference is well are the sum of three components: within the error bars. The fluxes of Virgo galaxies from Boselli et al. (1998) have not yet been published, so that – the readout and photon noises added quadratically, we cannot check their consistency with ours. computed from the readout history of each pixel; We have also processed the 7 and 15 µmmapsofsev- – the error on the background level fitted to the his- eral galaxies from the Sf glx observation program (PI G. togram of off-source pixels (which includes uncertain- Helou), selected from the ISOCAM public archive and ties due to residuals of dark current, flat-field, glitches, added to our sample for the analysis presented in Paper I. remnant images and long-term drifts), also added The maps are not presented here since they have been quadratically; published in Dale et al. (2000) (DSH). The results of our H. Roussel et al.: An atlas of MIR dust emission in spirals 479
Fig. 2. 7 µm fluxes simulated from the spectra (ordinate) ver- sus 7 µm fluxes measured in maps (abscissa). The apertures used are centered on the galactic nuclei and encompass the entire circumnuclear regions (chosen diameters of respectively 24 ,48 ,48 ,84 and 48 for NGC 613, 1097, 1365, 5194 and 5236). Note that the nucleus of NGC 5236 is slightly saturated in the 7 µm map. Error bars include deviation from stabiliza- tion for raster maps and the uncertainty on the zodiacal fore- ground level for spectra. The solid line indicates y = x and the dashed line y =1.2 x own photometry are given in Paper I. Figure 3 shows the confrontation of our fluxes with those of DSH. NGC 6946, which is brighter by one order of magnitude than the other galaxies, is not included, for clarity (DSH obtain fluxes within respectively 8% and 4% of ours at 15 and 7 µm for this object). As seen in Fig. 3, whereas the agree- Fig. 3. Comparison of our photometric results at 15 µm (top) µ ment at 15 µm is reasonable (for all galaxies except three, and 7 m (bottom) with those of Dale et al. (2000) (DSH). Our the difference is less than 15%), the results at 7 µmare error bars include the three components described above but not the systematic flux density calibration uncertainty, which dramatically discrepant, our fluxes being systematically acts equally on both sets of data. The solid line indicates y = x higher than those of DSH. As a result, F15/F7 colors com- and the dotted lines y =(1+α)x,withα varying by steps of 0.1 puted by DSH are always higher than ours. To investigate the origin of this discrepancy, we performed some tests on NGC 986, an extended galaxy with bright circumnu- transient correction. However, none of the changes listed clear regions, for which F15 (DSH) = 1.02 F15 (us) and above is sufficient to account for the large difference in F7 (DSH) = 0.64 F7 (us). the 7 µm fluxes. We also tried to reproduce the photomet- We substituted each step of our data reduction suc- ric method of DSH, but this also can be excluded as the cessively, leaving all the other steps unchanged, according major source of the discrepancy. to what we thought DSH had done from the information As a last possibility, DSH mention that besides using they give on their data processing: use of calibration files calibration data, they also built flat-fields using the ob- for the dark current; use of the deglitcher described by servations themselves, by computing the median of the Starck et al. (1999) with default parameters and without images – but apparently without previously masking the any subsequent masking; use of the “fit3” routine with de- areas where the galaxy falls –; we do not know to which fault parameters for short-term transient correction; sup- galaxies exactly this applies and in which instances they pression of the long-term transient correction; and use of have instead used calibration files. We have thus explored calibration files for the flat-field. this track and created such a flat-field for NGC 986. We We would advise against the empirical “fit3” routine find that this is the only way we can recover the 7 µm flux for photometric purposes (it always finds a solution and given by DSH. artificially produces corrected readout histories which are However, we emphasize that flat-fields should not be flat, but this does not ensure that it converges toward built from the observations without masking the source, the right value). Thus we initially thought that photomet- especially for an extended galaxy with bright central ric discrepancies would be attributable to the short-term regions such as NGC 986, on a small raster: when doing 480 H. Roussel et al.: An atlas of MIR dust emission in spirals so, one strongly overestimates the flat-field response at “D”). Regions in the bar are noted “B” and regions in all the places where bright sources are observed (for the arms, arcs or rings are noted “A”. In some cases, the color 2 × 2 raster of NGC 986 for instance, the nucleus is seen of the central region inside the resolution unit is also given at four places on the detector, and still at three places (“Cr”). Fluxes are expressed in mJy, so that to obtain if the first sky position is removed, as DSH have done). a true ratio of powers emitted inside the 12–18 µmand As a consequence, after dividing by such a “flat-field”, 5–8.5 µm bandpasses (and not a flux density ratio), one the final flux of the galaxy is severely underestimated. If should multiply F15/F7 by ≈0.42. indeed DSH have proceeded this way, this could explain Errors on average disk colors include only photon and why their fluxes are systematically lower than ours. If the readout noises and the uncertainty on the background same processing holds for 15 µm maps, we speculate that level; for all other color measurements, they additionally the discrepancy with our 15 µm fluxes is reduced due to a contain an estimate of the errors due to incomplete sta- compensation effect by the background: at 15 µm, the zo- bilization. We again warn the reader that the latter error diacal emission is much higher than at 7 µm with respect component cannot be derived rigorously: what follows is to the galaxy flux (by a factor 5–6). Since the contrast an attempt to provide an order-of-magnitude estimate. between the background and the galaxy is much lower, Since transients are of a systematic nature (the response the quality of the flat-field response is less affected than of the camera to a given input is perfectly reproducible) at 7 µm. and tend to behave coherently in a well defined region As a further check, one of us (M. Sauvage) inde- (a brightness peak or minimum), we treated them in the pendently reduced the maps and measured the fluxes following way: λ of NGC 986 by a method different to that explained in –Wecallmi the estimated uncertainty due to memory Sect. 3.3. At 7 µm, allowing the isophotal detection limit effects in the pixel i of the final map at the wavelength to vary between 0 and 3 times the background dispersion λ, derived as explained in the begining of Sect. 3.5. Rλ is above the background level, the resulting flux is within the ensemble of pixels belonging to the region of interest. −6% and +8% of our tabulated flux, and the preferred Then the stabilization error on the true total flux F λ of measurement in view of the extension of the galaxy is at that region is −4%. At 15 µm, these numbers are respectively −14% and λ λ +13%, and −7%. Hence, our various estimates are in good M = mi . λ agreement with each other. i∈R – We consider two cases: either both resulting errors at 7 and 15 µm are treated positively, i.e. fluxes are overesti- 4. Maps λ λ λ λ mated (we measure Fmes ≈ F + M instead of F ), or For each galaxy are shown, from top to bottom: an optical both are treated negatively, i.e. fluxes are underestimated λ λ λ map from the Digitized Sky Survey (with a better contrast (Fmes ≈ F − M ). We assume the same trend in both inset from the second generation survey, if available and if bands because memory effects are systematic in nature, the large-scale image is saturated); the 7 µmmap,towhich and we consider it equally probable that fluxes are overes- we applied a transfer function In,where0.4 ≤ n ≤ 1, so timated or underestimated in the case of an upward flux as to make both faint and bright structures visible with step as well as in the case of a downward step, because the grey scale; F15/F7 colors of a few regions, selected for the detector response can oscillate as a function of time; being regular and bright at 7 or 15 µm,whichareshownas – An asymmetric error bar on the color is then directly c c an illustration of the constancy of colors in disks, except derived. Let us call M+ and M− the bounds of this error +Mc in a few resolved star formation complexes and in circum- 15 7 + bar: the measured color is noted Fmes/Fmes −Mc .Iftrue nuclear regions. For these color measurements, 7 µmmaps − fluxes are overestimated, were first convolved to the 15 µm angular resolution. As ≈ 15 15 15 15 the astrometry is not more precise than 10 (the ab- Fmes F × 1+M /F 7 = 7 7 7 solute accuracy of ISO, 1–2 , is degraded by ISOCAM’s Fmes F 1+M /F lens wheel jitter), the displacement between both maps 15 F 15 15 7 7 was measured on central regions, by fitting them with a ≈ × 1+M /F − M /F F 7 Gaussian when possible. For some Virgo galaxies not ob- c using a limited development. If Dp is the deviation from served at 7 and 15 µm in concatenated mode but during 15 7 15 7 the true color (Fmes/Fmes − F /F ) induced by an over- different revolutions, there is a rotation between the two c maps of up to 5◦, which was estimated by fitting the few estimation of fluxes and Dn the deviation resulting from an underestimation of fluxes, one obtains usable regular complexes with Gaussians. Apertures were fixed by the angular resolution: we chose 12 for observa- 15 − 15 15 7 c Fmes M × M − M Dp = 7 7 15 15 7 7 tions with a 3 pixel size, and 18 for a 6 pixel size, i.e. Fmes − M Fmes − M Fmes − M ≈1.25 times the half-power diameter of the point spread and similarly function. We first give the colors of the circumnuclear re- gion inside the radius defined as explained in Sect. 3.4 15 15 15 7 c Fmes + M × − M M · Dn = 7 7 15 15 + 7 7 (marked “C”), and of the whole averaged disk (marked Fmes + M Fmes + M Fmes + M H. Roussel et al.: An atlas of MIR dust emission in spirals 481
– There are four possibilities: HI-deficient galaxies: they are mostly classified as early c c c c c c If Dp > 0andDn < 0thenM− = Dp and M+ = −Dn. type, due to the abnormal aspect of their spiral arms, and c c c c c c If Dp < 0andDn > 0thenM+ = −Dp and M− = Dn. since the bulge-to-disk ratio criterion plays a minor role c c c c c If Dp > 0andDn > 0thenM− =max[Dp,Dn]and in the classification compared to the resolution of spiral c M+ =0. arms into star formation complexes. c c c c c If Dp < 0andDn < 0thenM+ = −min[Dp,Dn]and Mc =0. − 5.1. Well resolved galaxies Maps are organized as follows: – Strongly barred spirals: Figure 5: strongly barred galaxies arranged in order of NGC 5383 (SBb), 7552 (SBab), 1433 (SBab), 1530 (SBb), decreasing Dbar/D25, the ratio of the deprojected bar 613 (SBbc), 1672 (SBb), 1097 (SBb) and 1365 (SBb). diameter to the disk diameter; The circumnuclear region is extremely bright in the Figure 6: galaxies with weak or no bar arranged in the mid-infrared – always brighter than any complex in the same order; bar or the arms. This is particularly obvious in NGC 7552, Figure 7: the peculiar galaxies; whose bar is relatively faint and where only a hint of the Figure 8: all galaxies of the Virgo cluster sample whatever eastern arm is present, whereas emission from the large the bar strength which are not HI-deficient; central region is very intense. All galaxies of this category Figure 9: HI-deficient Virgo galaxies. are known to possess a nuclear spiral or ring, and some- Maps are oriented with north to the top and east to the times additionally a nuclear bar. All except NGC 1433 left. have a hot-spot nucleus, i.e. giant star formation com- plexes within the central structure. We give here a brief 5. Morphological properties summary of nuclear morphologies: – NGC 5383: nuclear spiral (Buta & Crocker 1993) with In the following, we grouped galaxies according to their hot spots (Sersic 1973); most striking property. The well-resolved regular spirals – NGC 7552: nuclear ring (Feinstein et al. 1990) with hot of the first subsample were arranged in order of decreasing spots – although the nucleus is classified amorphous by Dbar/D25, the ratio of the deprojected bar diameter to the −2 Sersic & Pastoriza (1965), bright complexes are clearly vis- disk major diameter at the blue isophote 25 mag arcsec . ible in the radio continuum maps of Forbes et al. (1994) –; Virgo galaxies are resolved with less detail, are more Dottori & Pastoriza (1986) infer from a population syn- frequently highly inclined and intrinsically smaller and thesis of stellar absorption lines a cycle of three or four fainter, not allowing a meaningful measure of Dbar/D25. successive starbursts; They are separated into two groups differentiated by in- – NGC 1433: nuclear ring and nuclear bar (Buta 1986), teractions with the cluster environment: galaxies with a amorphous nucleus (Sersic & Pastoriza 1965); normal HI content and HI-deficient galaxies. – NGC 1530: nuclear spiral (Buta & Crocker 1993) with Beyond the complexity and distinctive features of all hot spots (Sersic 1973); galaxies shown here, we choose to emphasize in this sec- – NGC 613: nuclear spiral and nuclear bar (Jungwiert tion the generic properties found within each group and do et al. 1997), hot spots (Sersic 1973); not describe in depth each individual object. The morpho- – NGC 1672: nuclear ring with hot spots (Storchi- logical types from the RC3 (de Vaucouleurs et al. 1991) Bergmann et al. 1996), although Sersic & Pastoriza (1965) are indicated. include it among amorphous nuclei; We determined the size of the infrared emitting disk – NGC 1097: circumnuclear starburst ring of diameter (at 7 µm because the sensitivity is better than at 15 µm), ≈ −2 20 1.5 kpc with hot spots, nuclear bar (Friedli et al. defined as the diameter of the isophote 5 µJy arcsec . 1996). The ring is well resolved in the mid-infrared; This is the deepest level that can be reasonably reached – NGC 1365: nuclear spiral and nuclear bar (Jungwiert for all galaxies of the sample, corresponding to between et al. 1997), hot spots (Morgan 1958). one and five times the background 1σ uncertainty (except for NGC 5194 which has a higher background noise). This The bar is detected in all galaxies but NGC 1433, which, level is very similar to the sensitivity reached by Rice et al. besides its central region, displays only very faint and (1988) in 12 µm IRAS maps. The measure was performed patchy emission; in NGC 1365, it is detected but extremely on azimutally averaged surface brightness profiles, taking diffuse. into account the orientation and inclination of the galaxy. We also note that the mid-infrared emission of the bar We cannot see any difference in the mid-infrared size to generally consists of thin bands (as opposed to the stellar optical size ratio between barred and non-barred galaxies, bar which is more oval), shifted towards the leading edge but this ratio tends to increase from early-type to late- (if one assumes that spiral arms are trailing), in agree- type galaxies. More fundamental systematics exist as a ment with the response of other gas tracers to the bar function of gas content, which will be described in Sect. 6. potential. However, these bands do not coincide strictly Indeed, the likely reason for the observed dependence on with dust lanes seen in optical images: dust which is con- Hubble type is the existence of a classification bias for spicuous in optical starlight absorption is not the same as 482 H. Roussel et al.: An atlas of MIR dust emission in spirals dust seen in mid-infrared emission. In fact, absorbing dust with one SBbc, NGC 613). This is not a bias in the sam- lanes are signatures of gas density enhancements, at the ple: long bars are found predominantly among early types location of shocks (Athanassoula 1992). As these shocks (Athanassoula & Martinet 1980; Martin 1995). are strongest in the inner parts of the bar, near the central We finally note the presence of an inner plateau or region, absorption dust lanes are also better developed and lens of diffuse infrared emission delineating a sort of inner show higher contrast in the inner bar, independently of the pseudo-ring in all galaxies of this group, again except brightness of the underlying stellar continuum (this is par- NGC 7552 and 1433. In NGC 1530, the plateau is also seen ticularly well seen in NGC 1530 and 1672); conversely, the in diffuse Hα emission and the pseudo-ring materialized infrared emission is systematically brightest in the outer by Hα knots (Regan et al. 1996). In NGC 613, 1672 and parts of the bar and diffuse near the circumnuclear re- 1097, a real lens is seen in the optical and further outlined gion. The same argument excludes significant collisional by secondary tightly wound arms or incomplete arcs, best excitation of dust in shocks: grains are heated by photons, seen in the infrared. including in regions of large-scale shocks. A further sign of the different nature of absorption and – Weakly or non barred spirals: emission dust lanes is the aspect of the bar of NGC 1365: NGC 5236 (SABc), 6946 (SABcd), 4535 (SABc), 6744 whereas absorption dust lanes show high contrast and are (SABbc), 289 (SBbc), 5457 (SABcd), 4736 (SAab), 5194 displaced far from the bar major axis toward the leading (SAbc). edge, the infrared emission is extremely diffuse and rather In weakly barred spirals, the central region is bright in symmetric about the major axis. the mid-infrared, but contrary to strong bar centers, it is Star formation complexes are generally seen in the bar relatively small and can be rivaled in brightness by com- at varying places, between mid-distance from the nucleus plexes in the arms. The centers of NGC 5236 and 6946 are to the end of the bar (see for instance the bright knots in particularly intense. Several of these galaxies also contain NGC 7552 and 1530). Such complexes inside the bar are nuclear rings, but none seems to harbor hot spots compa- also commonly found in Hα observations (Garc´ıa-Barreto rable to those seen in galaxies of the first group. Here is a et al. 1996; Martin & Friedli 1997). Emission is always list of nuclear morphologies: enhanced at the junction between the bar and spiral arms, – NGC 5236: nuclear ring (Buta & Crocker 1993), amor- even in NGC 1433. This has been interpreted as an effect of phous nucleus (Sersic & Pastoriza 1965); orbit crowding, since it is the place where elongated orbits – NGC 6946: nuclear bar (Zaritsky & Lo 1986); subtended by the bar meet near-circular orbits of the disk – NGC 4535: nuclear ring (Buta & Crocker 1993); (Kenney & Lord 1991). This region therefore favours star – NGC 6744, 289 and 5457: no remarkable structure; formation, unlike the inner bar where the high-velocity – NGC 4736: weak nuclear bar (M¨ollenhoff et al. 1995); shocks are likely to prevent it (Tubbs 1982; Athanassoula – NGC 5194: nuclear ring (Buta & Crocker 1993), which 1992; Reynaud & Downes 1998). is seen in the mid-infrared. In some galaxies (NGC 1530, 1365 and to a lesser ex- tent NGC 5383), spiral arms are clearly seen to begin in The bar is detected in all SABs except NGC 6744, which advance of the bar, i.e. to continue beyond the junction is completely devoid of infrared emission between the nu- with the bar towards the leading edge, which is never the cleus and the inner ring, much like NGC 1433. Unlike case for weakly barred galaxies. This could be due to a strong bars, weak bars do not contain infrared knots: decoupling between the bar and spiral waves, i.e. different their emission is rather unstructured. They consist of thin pattern speeds. Spiral arms generally make sharp angles lanes displaced towards the leading edge, just as in strong with the bar (except the eastern arms of NGC 7552, 613 bars, but are more curved and smoothly connected to spi- and 1672), which is also characteristic of strong bars, as ral arms, in agreement with the notations of Prendergast already noted by Prendergast (1983). (1983). The inner parts of arms show in most cases much In NGC 6946, the bar is rather a fat oval distribution star formation, as evidenced by bright emission and knots of stars, inside which a spiral arm can be traced at the both in the optical and in the mid-infrared (exceptions north. The bar that we see in the infrared is shorter and ◦ are NGC 7552, whose western arm is not detected at all rotated by as much as ≈35 to the leading side of the stel- and whose eastern arm is hardly seen, and NGC 1433, lar oval. It does not coincide with the small northern arm whose entire inner ring is seen near the detection limit). but corresponds well to the ≈1 molecular bar-like distri- Nevertheless, there seems to be a maximum radius encom- bution (Ball et al. 1985; Regan & Vogel 1995), confirmed passing sites of reasonable star formation rates, outside of kinematically by Bonnarel et al. (1988), and in which is ◦ which spiral arms abruptly become fainter, both in opti- embedded a nuclear bar rotated by a further angle of ≈15 cal and infrared images. The clearest and most symmetric to the leading side. example is NGC 1365, but this remark is valid for all. The Zones at the junction between the bar and spiral exhaustion of outer arms could be a signature of the coro- arms are much less conspicuous than in strongly barred tation between the spiral wave and the gas, but it can also galaxies (except the SE junction in NGC 289 which is be related to the fact that all the strongly barred galaxies bright). Brightness peaks are found further out along the presented here are of early type (between SBab and SBb, arms (see in particular NGC 4535). Dust emission follows H. Roussel et al.: An atlas of MIR dust emission in spirals 483 remarkably closely the spiral structure at very large dis- connection to the bar (this complex is clearly delineated tances from the center. Note for instance the strong sim- in our mid-infrared images) and the second arm is em- ilarity between optical and infrared images of NGC 4535, bryonic. In some magellanic barred spirals, the bar center where even the slight brightness enhancement at the does not correspond to the kinematic center (but this is northern edge of the disk, likely due to compression by not the case for NGC 4027, according to Pence et al. 1988). the intracluster gas, is detected at 7 and 15 µm. There This morphology is thought to be driven by tidal interac- is no sharp brightness decrease beyond some radius as in tion (Odewahn 1994), or can result from the cooperation strongly barred spirals, except in NGC 289. This galaxy between spiral waves of modes m =1andm = 2 (Tagger appears to be the closest of its category to strongly barred & Athanassoula 1991), the two interpretations not being galaxies (bright knot at the end of the bar, rather sharp exclusive. angle of spiral arms with the bar, slight advance of the arms on the bar, abrupt decrease in surface brightness be- tween an inner disk and an outer disk), despite its rather 5.2. Virgo subsample short bar. However, we note that the outer disk, whose This subsample includes 9 or 10 spirals with normal HI size defines the normalization to the bar size, is extremely content and 14 or 13 HI-deficient spirals (NGC 4293 is at tenuous, unlike in the other spirals of this group. the limit between the two categories). HI-deficient galaxies NGC 4736, although classified SA, has an oval distor- do not necessarily belong to the cluster core, but can be sion revealed by its velocity field (Bosma et al. 1977), found at large projected distances from M 87. For instance, hence a weak bar. Its metallicity radial gradient is typical NGC 4394, 4450, 4498 and 4580, with high HI deficiencies, of SAB galaxies and could perhaps result from the past are located in the cluster periphery, between 1.3 and 2 Mpc mixing effects of a stronger bar now dissolved (Martin & in projected distance from M 87. Belley 1997). Seven Virgo members of the sample have low blue or H-band luminosities (H data from Boselli et al. 1997, – Peculiar spirals: used because they give an indication on the total stel- NGC 1022 (SBa) and 4691 (SB0/a). lar mass), and their sizes are also intrisically small. They NGC 4691 is described as an “irregular galaxy of the are either normal in their HI content (NGC 4351, 4430 M 82 type” by Sandage (1961) and then as amorphous and 4633) and of rather irregular morphology, except (Sandage & Bedke 1994), based on the chaotic, “intricate NGC 4634 seen edge-on, or deficient with no obvious and extensive dust pattern in the central regions” which is distorsion (NGC 4413, 4491, 4498 and 4506). similar to that in some starburst galaxies such as M 82 and Interestingly, the galaxies presented in this paper suggests “galactic fountain activity”. This interpretation which have a central F15/F7 ratio above 2 are all Virgo is supported by the spectroscopic data of Garc´ıa-Barreto spirals (except NGC 1022), with large HI deficiencies. We et al. (1995), whose I-band and Hα images also reveal a pe- computed the HI deficiency according to Guiderdoni & culiar central structure with four knots. The two strongest Rocca (1985) for the galaxies in our sample (the val- Hα knots are resolved in our mid-infrared images, and are ues are given in Paper I). This quantity is defined as surrounded by two concentrations of molecular gas aligned the logarithmic difference in HI mass surface density be- with them, but at nearly twice the distance from the cen- tween a reference field galaxy sample and the galaxy con- ter (Wiklind et al. 1993). In the mid-infrared, we detect sidered, normalized by the dispersion in the field sam- only the central structures and not the bar or the rest of ple. We have adopted as the threshold for HI dearth the disk. Def > 1.2 (Paper I). For all the galaxies with a cen- NGC 1022 is also peculiar and resembles NGC 4691 tral color F15/F7 > 2 except NGC 1022 (namely NG 4569, in many aspects. Both have extremely faint and smooth 4293, 4388 and 4491), 1.2